Термические свойства стёкол и измерение ктр

При оценке пригодности стёкол для применения в электронной про-мышленности решающими часто являются: термическое расширение, термо-стойкость, зависимость вязкости стекла от температуры.

Роль термического расширения для стёкол более существенна, чем для других материалов, т.к. механические напряжения, возникающие при нагре-вании или охлаждении стекла, бывают часто так велики, что превышают их прочность и вызывают разрушение стеклоизделий. Аналогичные явления могут происходить при спаивании двух стёкол с разными коэффициентами термического расширения.

Тепловое расширение обычно характеризуется коэффициентом терми-ческого расширения КТР (α_l). Численная величина α_l имеет значение для оп-ределения термостойкости стёкол, для оценки пригодности отдельных видов стёкол к спаиванию друг с другом или иными материалами, а также для тех-нического контроля при поставках.

Таким образом, коэффициент термического расширения (к.т.р.) являет-ся важнейшим технологическим параметром электровакуумных стёкол, опре-деляющим возможность соединения их с другими и образование спаев с ме-таллами.

Действующие стандарты требуют определения к.т.р. с точностью (1-2)·10^-7 K^-1, при абсолютных величинах (40-100)·10^-7 K^-1. Существующие кон-струкции дилатометров [1], обеспечивающие указанную точность измерения, неудобны в эксплуатации, т.к. имеют сложное отсчётное устройство (микро-скоп, оптический рычаг и т.д.).

Схема измерительной установки (дилатометр) представлена на рис.1. Испытуемый образец – стеклянный штабик или трубочка (1) диаметром до 5 мм помещается в печь (2). Конструкция печи обеспечивает равномерный на-грев участка образца длиной L = 160 мм. Регулирование температуры печи в пределах 20-600 ºС осуществляется изменением напряжения посредством автотрансформатора.

Рис.1. Схема конструкции дилатометра

Температура в печи измеряется термопарой типа ХК (хромель - копель) и ре-гистрируется пирометрическим милливольтметром. Одним концом образец упирается в стержень измерительного микрометра (3), другим в микрометри-ческий винт (4), который служит для балансировки системы. Указанные эле-менты конструкции смонтированы на массивной плите (5).

Зависимость Δl = f(ΔT) снимается при плавном увеличении температу-ры со скоростью не более 5 град/сек, которая обусловлена требованиями рав-номерного разогрева образца, в диапазоне температур 20…250 ºС. По данной зависимости Δl = f(ΔT) строится кривая теплового расширения стекла

из которой коэффициент термического расширения определяется как

L = 160 мм

Содержание отчёта

1. Цель работы

2. Основные теоретические положения

3. Схема установки

4. Описание эксперимента

5. Зависимость

и расчёт КТР одного или двух типов стёкол

6. Выводы (к какой группе стёкол относится измеренный образец)

ЛИТЕРАТУРА

1. В. Эспе. Технология электровакуумных материалов. Т. 2, Энергия, 1968.

2. Пасынков В. В., Сорокин В. С. Материалы электронной техники. Высшая школа, 1986.

СЕВЕРО-КАВКАЗСКИЙ ОРДЕНА ДРУЖБЫ НАРОДОВ ГОРНО-

МЕТАЛЛУРГИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

Кафедра электронные приборы

Лаборатория материалов электронной техники

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 3

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ

ВЛАДИКАВКАЗ

ЦЕЛЬ РАБОТЫ: ознакомление с методом измерения удельного сопро-

тивления металлов и сплавов

1. ОСНОВНЫЕ ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ПОЛОЖЕНИЯ

Важнейшими применяемыми в электротехнике и электронике твёрдыми проводниковыми материалами являются металлы и их сплавы. Металличе-ские проводниковые материалы делятся на металлы высокой проводимости, имеющие удельное сопротивление ρ при нормальной температуре не более 0.1 мкОм·м, и сплавы высокого сопротивления с ρ при нормальной темпера-туре не менее 0.3 мкОм·м. Металлы высокой проводимости используют для изготовления проводов, токопроводящих жил кабелей, обмоток электриче-ских машин и трансформаторов и т.д. Сплавы высокого сопротивления при-меняют при изготовлении резисторов, электронагревательных элементов и т.д.

В металлах как в твёрдом, так и в жидком состояниях имеется весьма большое количество свободных электронов (электронов проводимости), ко-торые являются носителями заряда при прохождении через металл электри-ческого тока.

Согласно классической электронной теории металлов твёрдый про-водник представляют в виде системы из узлов кристаллической ионной ре-шётки внутри которой находится «электронный» газ, состоящий из коллекти-визированных (свободных) электронов. В коллективизированное состояние от каждого атома отделяются от одного до двух электронов. Ранее к электронному газу применялись и законы статистики обычных газов, что по-зволило математически вывести и объяснить найденные экспериментальным путём основные законы электропроводности (закон Ома) и потерь электриче-ской энергии (закон Джоуля – Ленца).

Хотя ряд вопросов удачно решён с помощью классической электронной теории металлов, обнаружились противоречия с опытными данными. Несо-ответствие теоретических и экспериментальных данных удалось преодолеть благодаря квантовой механике, согласно которой газ в металлах при обыч-ных температурах находится в состоянии «вырождения». В этом состоянии энергия газа почти не изменяется при изменении температуры. В состояние, аналогичное обычным газам, электронный газ приходит лишь при температу-рах, порядка тысяч Кельвин.

Особенности энергетического состояния твёрдого вещества описывает современная зонная теория. На рис.1 показаны энергетические диаграммы диэлектриков (а), полупроводников (б), проводников (в).

У проводящих материалов заполненная электронами зона вплотную прилегает к зоне свободных энергетических уровней и даже перекрывается ею. Вследствие этого электроны в металле свободны, т.к. они могут перехо-дить с уровней заполненной зоны на незанятые уровни свободной зоны под влиянием малейших возбуждений атомов. Энергию, необходимую для пере-вода электрона в свободное состояние, могут доставить не только тепловое движение, но и свет, поток электронов и ядерных частиц, электрические и магнитные поля и т.д.

Важным параметром, характеризующим свойства проводниковых мате-риалов, является удельная проводимость γ и её обратная величина – удель-ное сопротивление ρ.

Связь плотности тока J (А/м²), и напряжённости электрического поля E (В/м), в проводнике даётся известной формулой

J = γ · E (γ = e · n · μ) (1)

γ – удельная проводимость, (СМ/м).

Величина ρ = 1/γ – удельное сопротивление. Для имеющегося сопро-тивления R (Ом) проводника длиной l (м) и поперечным сечением S (м²) вычисляется по формуле

Единица СИ удельного сопротивления Ом·м.

Рис.1. Энергетические зоны твёрдых тел:

а) диэлектрика

б) полупроводника

в) металла

1 – заполненная зона

2 – запрещённая зона

3 – свободная зона.

1 Ом·м = 10⁶ мкОм·м

Значения ρ некоторых материалов приведены в таблице № 1.

Согласно классической теории металлов удельная проводимость может быть вычислена следующим образом:

где e – заряд электрона

n₀ – число свободных электронов в единице объёма металла;

l_ср – средняя длина свободного пробега электрона между соударениями

между узлами решётки;

m – масса электрона;

V_т – средняя длина свободного пробега электрона в металле.

Для различных металлов скорости хаотического теплового движения электронов (при определённой температуре) примерно одинаковы. Незначи-тельно различаются и концентрации свободных электронов n₀. Например, концентрация электронов проводимости в серебре составляет 5.9·10²⁸ м^-3, в меди 8.5·10²⁸ м^-3. Поэтому значение удельной проводимости γ (или удельного сопротивления ρ) в основном зависит от средней длины свободного пробега в данном проводнике l, которая, в свою очередь, определяется структурой проводникового материала. Вследствие усиления колебаний узлов кристал-лической решётки появляется всё больше препятствий на пути направленно-го движения электронов, уменьшается средняя длина пробега и подвижность электронов снижается. Поэтому удельное сопротивление металлов с повыше-нием температуры возрастает.

Все чистые металлы с наиболее правильной кристаллической решёткой характеризуются наименьшими значениями удельного сопротивления: при-меси, искажая решётку, создавая значительное рассеяние электронов на микродефектах, приводят к его увеличению.

Таким же образом влияют все факторы, которые приводят к искажению электрического поля атомной решётки металла: наклёп и др. Типичная кри-вая изменения удельного сопротивления от температуры для медного про-водника представлена на рисунке 2.

В узких диапазонах температуры на практике допустима прямолиней-нокусочная аппроксимация этой зависимости и величина удельного сопроти-вления может быть подсчитана по формуле:

ρ _t = ρ₀ ·(1 + ТКρ ·ΔT), (3)

где ρ₀ – удельное сопротивление в начале диапазона.

Рис.2. Зависимость удельного сопротивления

меди от температуры (скачок при T_пл = 1083 ºC)

Величина называется с р е д н и м т е м п е р а т у р н ы м к о э ф -

Ф и ц и е н т о м удельного сопротивления в данном диапазоне температур

При фазовом переходе из одного агрегатного состояния в другое удельное сопротивление металлов изменяется скачкообразно (рис.2). Однако у метал-лов, плотность которых при плавлении уменьшается (висмут, сурьма, галл-лий), ρ при плавлении снижается.

Значительное возрастание ρ наблюдается при сплавлении двух металлов в том случае, если они образуют твёрдый раствор, т.е. создают при отверде-вании совместную кристаллизацию и атомы одного металла входят в кристаллическую решётку другого.

Зависимость удельного сопротивления сплава двух металлов, образу-ющих твёрдый раствор, от изменения содержания каждого из них представ-лена графически на рис.3.

Рис.3. Зависимость ρ сплава Ni-Cu

Наблюдается и определённая закономерность и в изменении α_l: относи-тельно высокими значениями α_l обладают чистые металлы, а у сплавов α_l меньше и даже может приобретать небольшие по величине отрицательные значения. Это объясняется тем, что у сплавов изменения ρ вызываются не только изменением подвижности носителей заряда, но в некоторых случаях и возрастанием концентрации носителей при повышении температуры.