dielettrico

In elettrologia, si dice di mezzo attraverso il quale possono esplicarsi azioni elettriche, che può cioè essere sede di un campo elettrostatico. Poiché un campo elettrostatico può esistere soltanto in un mezzo non conduttore, caratteristica essenziale di un mezzo d. è di essere isolante elettricamente, di modo tale che d. e isolante elettrico finiscono con l’essere sinonimi. Vengono qui descritti i fenomeni fisici legati alla presenza di un campo elettrico in un dielettrico. Per le caratteristiche tecnologiche dei d. ➔ isolamento.

Polarizzazione dei d

fig

In un d. sottoposto all’azione di un campo elettrico si manifestano cariche elettriche, localizzate sulla superficie del d. o distribuite nella sua massa: a tale fenomeno, che di norma scompare al cessare dell’azione del campo, si dà il nome di polarizzazione d., e le cariche presenti sono dette cariche di polarizzazione dielettriche. Il campo elettrico nel d. è il risultante del campo elettrico esterno, polarizzante, e del campo elettrico generato dalle cariche di polarizzazione. Si consideri, per semplicità, la porzione di spazio compresa tra due superfici metalliche piane a e c (v. fig.), parallele, di area data, poste a una certa distanza fra loro, piccola rispetto alle altre dimensioni; se sulle due superfici è distribuita uniformemente una carica elettrica rispettivamente con densità areica σ e -σ, nello spazio considerato si ha un campo elettrico, uniforme, d’intensità E = σ/ε₀ (dove ε₀ è la costante d. assoluta del vuoto) diretto ortogonalmente alle superfici. Se lo spazio tra a e c è interamente occupato da un d. b, il campo elettrico viene allora ad agire sui singoli atomi o molecole del d. e, in ultima analisi, sui nuclei e sugli elettroni degli atomi in questione: i nuclei vengono sollecitati da forze dirette nel verso del campo, gli elettroni da forze dirette nel verso opposto, e a tali forze si oppongono quelle attrattive tra nuclei ed elettroni. Il risultato è una deformazione delle orbite elettroniche, e di ogni atomo nel suo insieme, per cui il centro delle cariche negative degli elettroni non coincide più con il centro del nucleo come accadeva in assenza del campo; per le molecole è una perturbazione dell’iniziale posizione reciproca degli atomi (o ioni) costituenti. Gli atomi (o le molecole) assumono una configurazione caratterizzata da un momento di dipolo elettrico diretto nel verso del campo agente su ogni singolo atomo (campo locale) e proporzionale all’intensità E* di tale campo. A questo fenomeno, che viene subito da tutti gli atomi (o molecole), si dà il nome di polarizzazione per deformazione. Si noti che E* non coincide generalmente con il campo, d’intensità E, misurabile nel d.: esso va inteso come il risultante di quest’ultimo, che potremo chiamare campo macroscopico, e del campo generato dalle circostanti particelle polarizzate (in genere, è E* ≥ E). Se poi, come accade per le sostanze cosiddette ‘polari’, le molecole hanno un momento di dipolo elettrico intrinseco, cioè indipendente dalla presenza di un campo elettrico esterno, esse, sotto l’azione del campo locale, tendono a disporsi in modo che il loro momento di dipolo elettrico risulti parallelo al campo e nello stesso verso di esso: a tale fenomeno si dà il nome di polarizzazione per orientamento. In virtù di questi processi di polarizzazione, l’intera massa del d. viene complessivamente ad acquistare un momento di dipolo elettrico parallelo e concorde con il campo macroscopico E; indicando con P l’intensità di polarizzazione, cioè il momento di dipolo elettrico per unità di volume del d. polarizzato, si dimostra che vale la relazione P=ε₀χE, dove χ è una grandezza adimensionata, la suscettività del dielettrico.

L’intensità di polarizzazione, la quale ha dimensioni di una densità areica di carica, fornisce la quantità delle cariche di polarizzazione. Si dimostra che la densità volumica ρ′ di tali cariche è data da – div P: se il d. è omogeneo e uniformemente polarizzato, ρ′ è allora nullo nei punti interni del d., vale a dire non si hanno cariche di polarizzazione in seno al d. ma soltanto sulla superficie di esso. La densità σ′ di tali cariche superficiali vale poi, punto per punto, P∙n, essendo n il versore della normale esterna alla superficie del dielettrico. Definendo il vettore spostamento elettrico D come D=ε₀E+P, si ha D=ε₀ (1+χ)E. Confrontando tale valore di D con quello che si avrebbe in assenza del d., cioè D=ε₀E, si riconosce che la presenza del d., di suscettività χ, porta a sostituire ε₀ con la quantità (1+χ)ε₀=ε, cui si dà il nome di costante d. assoluta della sostanza in esame; alla grandezza adimensionata ε_r=(1+χ), pari al rapporto ε/ε₀, si dà il nome di costante d. relativa della sostanza. Nella situazione particolare della fig., le cariche di polarizzazione appaiono soltanto sulle facce del d. affacciate alle lamine a, c, con segno opposto di quello delle cariche, presenti sulle lamine stesse, che generano il campo polarizzante. Tenendo conto delle cariche di polarizzazione, l’intensità del campo elettrico è data da E = (σ − σ′)/ε₀ e, essendo per il teorema di Gauss D = σ, da E = D/ε = σ/ε; quindi, a parità di cariche distribuite sulle lamine, il campo diminuisce quando al vuoto venga sostituito un d. e precisamente esso diventa ε_r volte minore. Confrontando le due espressioni dell’intensità del campo elettrico ottenute, si ricava il valore delle densità delle cariche di polarizzazione σ′ = σ(1−1/ε_r). In generale, quando si opera la sostituzione di un d. al vuoto, tenendo costante la configurazione delle cariche che generano il campo polarizzante, D non varia, mentre E diventa ε_r volte minore.

Costante d. assoluta Grandezza, indicata solitamente con ε (con ε₀ nel vuoto), caratteristica di ogni mezzo, materiale o vuoto che sia. La costante d. assoluta può esser definita, in primo luogo, a partire dalla legge elettrostatica di Coulomb, ed essere introdotta come grandezza primitiva o come grandezza derivata. Nel SI, ε ha carattere di grandezza derivata e dimensionata, le sue dimensioni sono quelle di una capacità divisa per una lunghezza e la sua unità è farad/metro: ε₀ = 8,85503∙10^–12F/m.

Costante d. relativa Grandezza, caratteristica di ogni d. e indicata generalmente con ε_r, definita come il rapporto tra la costante d. assoluta, ε, del mezzo considerato, e quella, ε₀, del vuoto: ε_r = ε/ε₀. La determinazione del valore di ε_r, può essere fatta con diversi procedimenti; uno dei metodi più seguiti consiste nella misurazione della capacità di un condensatore il cui d. sia costituito una volta dalla sostanza in esame, un’altra dal vuoto o dall’aria: ε_r, risulta pari al rapporto tra le due capacità.

D. reali

Le considerazioni sin qui svolte si applicano, a rigore, soltanto a sostanze ( d. ideali o perfetti) nelle quali non si instaurino fenomeni di conduzione, comunque intenso sia il campo agente. Tuttavia, di d. perfetti in realtà esiste solo il vuoto, tutti i d. reali si discostano, quale più quale meno, da tale comportamento ideale. Nei mezzi materiali ordinariamente qualificati come non conduttori si hanno sempre fenomeni di conduzione, sia pure di piccola o piccolissima entità, dovuti alla loro intrinseca natura o a impurità presenti in essi. Le proprietà dei d. reali, inoltre, non si mantengono immutate al crescere indefinito dell’intensità del campo elettrico polarizzante, ed esiste un valore del campo, detto rigidità d., superato il quale il d. prende bruscamente a condurre la corrente con le caratteristiche di una scarica. Poiché si ha una profonda alterazione della natura del d., di carattere temporaneo nei d. fluidi, permanente in quelli solidi, si parla di scarica disruptiva (o disruttiva).