铁电材料是一种非常重要的电介质材料，不仅具有较高的介电常数，还有显著的热释电效应和压电效应，因此也被广泛应用于从日常生活到多个技术领域。在有限温度下，铁电材料具有自发极化，并且自发极化的取向可能有两个或多个，其取向还会随着电场作用而发生改变。极化交互作用还会使得长程序与热涨落（温度 T）两者发生竞争关系，一旦前者比后者强度高，就会发生顺电-铁电相变，反之亦然[1-6]。由于极化属于一种极性矢量，而产生的自发极化会在晶体中形成*的方向，这时每个晶胞中的原子就会沿着该方向产生相对位移，使得正、负电荷中心不重合，从而形成电偶极矩。晶体一般只在一定的温度范围内具有铁电性，一旦当温度超过某一设定值，就会经历从铁电相 (ferroelectric phase) 到顺电相(paraelectric phase) 的结构相变，自发极化也会随之消失，这一转变温度被称为居里温度 (TC)。当温度高于居里温度，晶体是非极性结构，也称作顺电结构。
当铁电晶体发生自发极化现象时，由其正负两端的束缚电荷产生的退极化场与极化取向相反，这时晶体内部的静电能将会变大。当铁电晶体被束缚时，应变能还将因为自发极化产生的自发应变而增加。因此，就算极化均匀，其状态也是不稳定的，晶体还将自发分成小区域，这些小区域被称为―畴‖。虽然各个畴的极化方向不一致，但畴内部的电偶极子取向却相同。对于多晶而言，其电畴取向没有任何规律可循，因为它的晶粒的取向是任意的；如果是单晶，则不一致的电畴自发极化取向间还存在着简单的关系。就铁电体晶体整体来说，在没有电场作用之前，极化状态也将不会对外呈现出来。
施加外电场后，电畴在电场作用下的运动，可以用电滞回线来描述，如图 1.1 所示。当施加的电场从 0 慢慢变大时，铁电畴成核并长大，再有畴壁运动，导*化发生翻转。在电场较弱的情况下，占主导地位的将会是可逆的畴壁运动。当电场强度变大时，成核的新畴出现，这时畴壁运动是不可逆的，线性段跟随 E 的上升趋势比极化强度要慢。当电场强度大到一定的值时（B 点），极化强度趋于饱和，而此时的晶体也变成单畴。此时电场强度值若再变大，总的极化强度仍会因为感应极化的增加而有所增大。如果从饱和状态后又逐渐减弱电场强度，极化强度也将慢慢下降（沿 C→B→D 曲线减少），还使得晶体在电场强度值为零 时的极化强度仍然很大。线段 OD 被称之为剩余极化 Pr (remanent polarization)。线段 CB 的延长线与极化纵轴交于点 E，则此时的线段 OE 表示为自发极化 PS。如果外加电场为反向，电偶极矩翻转。用 D→F→I 的曲线变化来描述 P-E 特性曲线，当电场强度值为 EC（EC，矫顽电场强度 (coercive field) ）时，极化强度为零。F→I 段曲线为电畴的反向定向区，当电场强度值到达 I 点时，极化强度又趋于饱和，再逐渐增大反向电场时，线段 IG 与线段 CB 情况类似，感应极化强度增加，而曲线斜率也将减小。若逐渐减小反向电场，P-E 特性曲线会沿着G→I→H→C 曲线返回，由此行成一个闭合的回线。由上分析得知，电场 E 在正、负饱和值之间循环一圈后，P-E 之间的关系就如曲线 CBDFIGHC 所示，这和铁磁材料的磁滞回线非常类似。
并不是每个晶体的介电常数都是常数，如铁电体，由于极化属于非线性的，因此，其介电常数通常用斜率表示（以 OA 处于原点的斜率）。因此当我们需要测这类晶体的介电常数时，应该施加很小的测量电场。
