（凝聚态物理专业论文）钇掺杂钛酸锶钡高介电陶瓷的电性能研究.pdf

c a n d i d a t e ：f e n gp i n g s u p e r v i s o r ：p r o f c a ow a n q i a n g h u b e iu n i v e r s i t y w u h a n ，c h i n a f i i iiiii l l lf il li l rliii y 17 3 6 9 4 8 t i 0 3h i g h m a s t e r 湖北大学学位论文原创性声明和使用授权说明 原创性声明 本人郑重声明：所呈交的论文是本人在导师的指导下独立进行研究所 取得的研究成果。除了文中特别加以标注引用的内容外，本论文不包含任 何其他个人或集体已经发表或撰写的成果作品。对本文的研究做出重要贡 献的个人和集体，均已在文中以明确方式标明。本人完全意识到本声明的 法律后果由本人承担。 论文作者签名：马浮 1 啊 日期：, q o 年b , q3 - e l 学位论文使用授权说明 本学位论文作者完全了解学校有关保留、使用学位论文的规定，即： 按照学校要求提交学位论文的印刷本和电子版本；学校有权保存并向国家有关 部门或机构送交论文的复印件和电子版，并提供目录检索与阅览服务；学校可以允 许采用影印、缩印、数字化或其它复制手段保存学位论文；在不以赢利为目的的前 提下，学校可以公开学位论文的部分或全部内容。( 保密论文在解密后遵守此规定) 作者签名： 渴萍 指导教师签名：砌乃7 釜 日期：沙加，易、r 日期：7 , o l o 占j 摘要 本文利用固相反应法制备出y 2 0 3 掺杂的x y 2 0 3 b a o 8 s r o 2 t i 0 3 ( 简称y b s t ) 高介电 弛豫铁电材料。当o 工1 2 ，x r d 研究表明y b s t 陶瓷材料在室温下均呈现单纯的 四方相钙钛矿结构，y 2 0 3 的掺入并未改变母体材料的物相结构。y ：0 3 在b s t 中形成连 续固溶体，且y “离子在b s t 陶瓷中交替的进行a 位或b 位取代。当y 2 0 3 的掺杂量在 0 7 x 0 9 范围内时，s e m 分析表明陶瓷材料的晶粒呈明显双分布状态，小晶粒 填充于大晶粒之间，结构紧密，平均晶粒尺寸大；材料的介电常数 极高，介电损耗小，温度稳定性好。特别是x - - 0 8 5 时，材料在l k h z 的介电常数高达 1 2 x 1 0 5 ，介电损耗t 9 6 0 0 7 。但此范围内材料的介电峰随着频率的降低向高温方向移动， 这与c c t o 等高介电材料的弛豫特性相反，由此介电损耗谱计算出的弛豫活化能为负 值。 在0 7 工o 9 范围内，y 2 0 3 的掺杂对b a o 8 s r 0 2 t i 0 3 材料的弥散性和弛豫性能有 明显改善，材料的临界指数y 趋近于2 。x p s 分析表明：在此范围内t i 4 + 和o 二发生变价， 即t i 4 + 有部分变价为t i 3 + ，0 2 有部分变价为0 。，且有大量的氧空位产生，使得晶粒半导 化。半导化的晶粒和绝缘的品界会形成内部阻挡层电容器结构( 即i n t e r n a lb a r r i e r sl a y e r s c a p a c i t o r , i b l c ) ，因此x y 2 0 3 b a o s s r o 2 t i 0 3 ( 0 7 石0 9 ) 的高介电现象主要可以用 具有m a x w e l l w a g n e r 界面弛豫特性的内部阻挡层电容器模型来解释。 关键词：b a o 8 s r o 2 t i 0 3 ；内部阻挡层电容器( i b l c ) 弛豫铁电体；高介电常数；介电 损耗；阻抗谱 a bs t r a c t y 2 0 3 d o p e db a o 8 s r 0 2 t i 0 3f e r r o e l e c t r i cr e l a x o rc e r a m i c sf a b r i c a t e df r o mt h es o l i d 。s t a t e r e a c t i o nr o u t e x r a yc r y s t a l l o g r a p h yp r e l i m i n a r yr e s u l t ss h o wp u r et e t r a g o n a lp e r o v s k i t e s t r u c t u r ef o rw h o l er a n g eo f0 z 1 2 f o ry b s tc e r a m i c sa tr o o mt e m p e r a t u r e t h e i n c o r p o r a t i o no fy 2 0 3d o e sn o tc a u s eo b v i o u sc h a n g et h ep h a s es t r u c t u r eo f t h eb s ta n dy i si n c o r p o r a t e di nas i t ea n dbs i t ea l t e r n a t e l y w h e n0 7 z 0 9 s e mm i c r o g r a p h s s h o wt h a tt h ey b s tc e r a m i c sh a v eo b v i o u sd u a ld i s t r i b u t i o no fg r a i n ，s m a l lg r a i nf i l l i n gi n t h el a r g eg r a i n s ；c e r a m i c sh a v eh i g hd i e l e c t r i cc o n s t a n t ，s m a l ld i e l e c t r i cl o s s a n dg o o d t e m p e r a t u r es t a b i l i t y i np a r t i c u l a r , f o rx = o 8 5 ，i te x h i b i t st h a td i e l e c t r i cc o n s t a n ti s a sh i g h a s1 2 x 1 0 5a t1k h za n dd i e l e c t r i cl o s st 9 6 t c ) 的介电符合居里外斯定理符合居罩外斯平方定理 行为1 t r o 1 1 仃一乙) 2 i = 一 一昌4- c m2 e m 6 2 自发极化强度p s 很大，温度在瓦以上时p sp s 较小，温度在矗以上时p s ( p 。) 为零仍然存在 光散射对光表现出强的各向异性对光表现出弱的各向异性 ( 双折射)( 赝立方) x 射线衍射顺电一铁电相变引起结构变顺电一铁电相变引起结构变 形，导致x 射线衍射峰分裂形，不出现x 射线衍射峰分裂 2 1 绪论 1 1 2 介电弛豫的物理模型 弛豫铁电材料的应用主要在于能够使器件具有高集成度和小型化，常被用于制造电 容器，动态以及静态存储器。在国内，李龙土院士在此领域做了大量的元器件应用工作， 姚熹院士做了大量的基础理论研究工作。 自从物理学家s m o l e n s k y 等人于2 0 世纪5 0 年代首次发现了复合钙钛矿结构的铌镁 酸铅( p m n ) 以来，关于弛豫铁电体的研究已有半个多世纪。物理学家们提出了多种理 论模型来解释弛豫铁电体的各种物理性能，但遗憾的是到目前为止还没有一个理论能够 成功的完全解释弛豫铁电体的各种性能。目前用来解释弛豫铁电体性能的模型主要有： ( 1 ) 德拜弛豫模型6 】 电介质极化主要来自三方面：电子极化、离子极化和等效偶极子转向极化。在不同 频率下，各种极化机制的贡献不同，因而各种材料的介电频谱各有特性。德拜将有序 无序型铁电体视为可以转动的偶极子的集合。对偶极子系统，电场撤除后，偶极子从有 序到无序的过程是一个弛豫过程。如果忽略偶极子之间的相互作用，并假设各个偶极子 具有单一的弛豫时间，则可得到德拜弛豫方程【2 】 占+ ( 埘) ：。+ 卑 ( 1 3 ) 1 + f & 历 其中s 。是光频介电常数，g ，是低频介电常数，是电场角频率，f 是弛豫时间，f 2 = 一1 。 将上式的实部和虚部展开可以得到 f 7 i f * + 可 $ m 再c o o ( 1 - 4 ) s 一：尘三竺= 婀 1 + ( 婀) 2 ( 1 5 ) 虽然d e b y e 模型假设认为偶极子之间无相互作用和呈现单一的弛豫时间在实际材 料中很难存在的，但d e b y e 模型还是可以很好地解释许多系统的介电响应特征。大多数 情况下材料的介电响应都可以归结为d e b y e 模型的弛豫极化过程，例如m a x w e l l w a g n e r 界面弛豫。 ( 2 ) 成分起伏理论 1 9 5 4 年g a s m o l e n s k y 和i s u p o v l 4 7 】提出了纳米尺寸的成份起伏理论，他们认为不 1 湖北人学硕i j 论文 同离子随机占据同等晶格位，产生显微浓度与整体宏观浓度相异的微区。铁电体内这些 微区成分的不均匀性，造成了各微区居旱温度的不同，从而引起弛豫铁电体整体的居里 温度分布呈弥散性。这些微区的相变温度具有一定的分布，依据随机分布的统计模型， 各个微区的居罩温度t c 分饰可用高斯定律描述： f ( i ) = ( 2 ：r 62 ) 。1 心e x p 一( 瓦一乙) 2 2 62 】 ( 1 - 6 ) 其中的6 为弥散度参数。若样品的介电常数为各微区介电常数的统计平均值，且微区是 一级相变，可以得到，在一般情况下 杀o c ( t l ) 7 ( 1 - 7 ) ，( 丁) 、 其中的指数y ( 1 ) ，2 ) 表明了相变的弥散程度，并且弥散程度随离子分布无序程度的 增高而增高。 ( 3 ) 超顺电理论【5 】 c r o s s 和姚熹鉴于电弛豫现象和磁弛豫现象的相似性，提出了弛豫铁电体的超顺电 理论模型。该理论认为【5 l ：( 1 ) 弛豫铁电体中存在类似自旋团簇的极性微区，极性微区 尺寸从几个到几十个纳米。( 2 ) 弛豫铁电体的微区成分起伏，会导致局域对称破缺。在 热扰动下，微区极化矢量倾向于沿某个极化方向停留较长时间，因此微区有较弱极矩产 生。( 3 ) 微区的极化方向因热扰动而不停的改变，它们之间的跃迁频率为： 膨p 【_ 筹】 ( 1 - 8 ) 其中为德拜频率( 1 0 1 1 1 0 1 3 h z ) ，日p ) 为势垒高度，t 为绝对温度，k b 为玻尔 兹曼常数。 在相变温度以上，各极性微区因热扰动而处于动态无序的状念，可以不停地改变方 向，它们的行为犹如超顺磁体中的自旋团簇。因而在l 以上一段温度范围内，晶体处于 超顺电态，铁电性的建立或消失都会经历超顺电这个中问状态，由此而产生相变弥散性 和介电弛豫行为。 ( 4 ) 宏畴一微畴转变模型 姚熹署l l c r o s s 等人在研究弛豫铁电体p l z t 时提出了宏畴一微畴转变模型。模型指出【6 ，8 】， t d t 0 的样品，介电常 数随温度的变化关系中都只存在一个最大值，这个最大值所对应的温度即为居里温度 t c 。当x ：0 0 5 时，b a o 8 s r o 2 t i 0 3 基陶瓷材料的t c 都没发生明显改变，这表明微量的 y 2 0 3 掺杂并未明显改变材料的相变温度，但在相变温度附近，其介电常数明显有所增加。 当掺杂量从x = 0 增加到x = 0 1 时，从图4 1 a 中我们可以看到介电常数峰值显著增 加，这表明非常微量的y 2 0 3 掺杂对于提高材料的介电性能有明显的效果。当掺杂从 x = 0 1 增加到x = 0 5 的，介电常数开始下降，但一直高于未掺杂的母体陶瓷材料。对 于x 0 5 的陶瓷材料，其介电损耗的变化也是随着掺杂量的增加先增加后减小，且介 电损耗都较小在测试范围内不高于0 0 4 5 。但在室温附近，y 2 0 3 的掺杂并未明显改善b s t 材料的介电性能。 对于微量掺杂的z o 5 的x y 2 0 3 b a o 8 s r o 2 t i 0 3 陶瓷材料，其介电常数的变化与其 x d 图谱的结果非常一致。由x r d 的分析，我们得知当x = 0 1 时y 3 + 进行了b 位取代， y 3 + 取代了半径较小的t i “，由式( 3 1 ) 可知此时会产生氧空位，从而使得介电常数增 加；这些氧空位在t i 4 + 和t i 3 + 间跳跃，产生损耗，从而使得介电损耗也随之增加。当x = 0 3 时y 3 + 进行了a 位取代，由式( 3 2 ) 可知由于结构和电荷的补偿效应，氧空位将减少， 介电常数也随之减少，同时介电损耗也随之减少。结论：当y 2 0 3 的掺杂量x 0 5 时， 介电常数和介电损耗都是随掺杂量x 的增加先增后减小。其中掺杂量为o 1 的样品由于 氧空位的增加，介电常数显著增加，介电峰值达到1 4 0 0 0 ，且介电损耗非常小。 4 样品的i u 学性能分析 图4 1 b 为y ! 0 3 掺杂量x = 0 7 0 9 五个样品在f = l k h z 时相对介电常数和介电损耗 与温度的关系图。从该图中可以明显的看出，掺杂后b a o 8 s r o ! t i 0 3 基陶瓷材料的介电常 数有明显增加，且介电常数随温度的变化非常平缓，即相变峰变宽了，说明样品由原来 正常的铁电相变转变为弥散铁电相变。当0 7 x o 9 时，材料的介电常数也是随着 y 2 0 3 掺杂量的增加先增加后减小。在f = l k h z 时，工= 0 8 5 的材料的介电常数最大，达 到了1 2 1 0 5 ，t 9 6 o 1 2 。z = 0 7 5 和x = 0 9 的材料在测试温度范围内，介电常数分别 达到9 0 0 0 0 和7 8 0 0 0 ，介电损耗增6 o 1 8 ，这两种材料的介电温度稳定性最好。这些都 表明0 7 白0 9 范围内的y ：0 3 掺杂大幅度的提高了b a o 8 s r o 2 t i 0 3 基母体材料的 c 订 o c o q o = o o o o t e m p e r a t u r e ( o c ) t e m p e r a t u r e ( 。c ) 0 一 ) c ) o o 钙巧 侣竹 0 o 0 0 0 0 0 0 0 o 0 1j1j_r1j1_1，j，j1j 湖北人学硕+ l 二论文 t e r n p e r a t u r e ( o c ) 图4 - 1x y 2 0 3 b a o 8 s r o 2 t i 0 3 材料的相对介电常数和介电损耗随温度的变化曲线 ( a ) 0 - 0 5 0m o l ，( b ) 0 7 - 0 9m 0 1 ( c ) 1 0 和1 2m 0 1 在1 , 5 ，1 0k h z 介电常数和温度稳定性。特别是对材料在室温的介电常数，有很明显的提高：f = l k h z 时x = 0 7 ，0 7 5 ，0 8 ，0 8 5 ，0 9 0 材料的介电常数在室温分别为7 9 4 4 4 ，8 0 5 0 2 ， 1 0 4 3 7 8 ，1 1 6 4 4 4 ，7 0 0 3 3 ，容温变化率k 分别为3 5 6 1 0 8 、1 2 8 3 、7 9 3 9 9 、 4 9 9 1 8 、4 6 5 1 1 6 ，但其对应的介电损耗却都非常的小增6 0 0 7 。这些性质 都给y 2 0 3 掺杂的b a o 8 s r o 2 t i 0 3 基母体材料提供了非常大的应用前景。结论：在 o 7 一0 9 范围内的y 2 0 3 掺杂极大的提高了b a o 8 s r o 2 t i 0 3 基母体材料的介电常数和温度 稳定性，且介电损耗也非常小，为此体系材料的应用提供了广泛的应用前景。 图4 1 c 为y 2 0 3 掺杂量x 为1 和1 2 时材料在f = l k h z ，5k n z ，1 0k h z 下相对介 电常数和介电损耗与温度的关系图。从4 1 c 图中我们发现，当掺杂量增加到1 介电常 数丌始降低，x = 1 2 的材料的介电常数进一步降低，但损耗却有所增加。这是因为此时 钇的掺杂量过大，y 3 + 进行了a 位取代，产生了大量的钡离子空位，使得晶体结构趋于 松散，从而增加了介电损耗。x 为1 和1 2 的材料的介电峰值都随测试频率增加而变 小，且峰值温度不随测试频率变化而变化，这是典型的铁电相变特征。 在图4 1 中，我们发现样品的介电损耗在高温时大都有向上翘的情况发生，这是由 于漏导电流过大而导致的。一般电介质的介电损耗由两部分组成吼一为弛豫极化损耗， _ c 弼_ c o o oc_o一一f1 4 样品的l 乜学性能分析 二为漏导损耗。通常低温时弛豫极化损耗占主要部分，且频率越高，极化对外场的响应 越滞后，介电损耗越大；高温时漏导损耗占主要地位，并且漏导损耗随温度的增加而增 加。由之前第三章的分析得知，y 2 0 3 掺入钙钛矿结构的b s t 陶瓷材料中，y 3 + 将进行a 位或b 位取代，并在材料中引起阳离子空位，使的陶瓷材料半导化；同时通过阻抗的测 量也发现，这类陶瓷的阻抗相比一般的绝缘体陶瓷的阻抗要小1 - 2 个数量级，这也说明 此类陶瓷已具有半导体的特性。因此在高温时，离子的热动能增加，很容易激活离子的 导电性，此时在材料中形了较强的漏导电流，从而使得材料的介电损耗增加。因此我们 可以认为y b s t 陶瓷材料的损耗主要是由漏导损耗和弛豫极化损耗引起。 图4 2 给出了x = o 7 0 9 时材料的介电常数和介电损耗随温度的变化曲线。由 图可以看出，x = o 7 0 9 的材料在测试范围内出现了非常宽化的介电峰。当f 5 k h z 时，陶瓷材料的介电常数随温度的变化平坦，特别是对于x - 0 8 5 的材料，其即其温度 稳定性非常好。通常这样的情况可以用弥散相变来描述，并且在测试温度范围内，出现 了明显的频率弥散现象，即在测试的温度范围内0 7 x 0 9 的y b s t 陶瓷材料是具 有弥散相变特征的弛豫铁电体。但与一般的弛豫铁电体不同的是，其介电常数和介电损 耗的峰值随频率的增加向低温方向移动，这与弛豫铁电体的频率色散特性相反，这是_ 种典型的反德拜介电色散。这种反常的现象利用现有的弛豫铁电体理论还不能得到充分 的解释。 t e m p e r a t u r e ( o c ) _ c 母拐c o o oij_019一q 湖北人学硕j ：论义 t e m p e r a t u r e ( o c ) t e m p e r a t u r e ( o c ) oqelaia _ c 叮p c o u ucp一。一f1 oolj_ieq _ c 母p c o o oijh19一(1 在不同频率下随 温度的变化曲线 由图4 2 我们可以看出，随着频率的增加，x = 0 7 ，0 7 5 ，0 8 5 ，0 9 这四个样 品的介电常数都在降低，且介电损耗随温度的变化曲线都显示出明显的相变峰，特别对 x = 0 7 ，0 8 5 的材料。而且我们可以发现介电损耗的峰值温度处介电常数都急剧下降， 且介电损耗的峰值温度高于介电常数的峰值温度。 由图4 3 是x = 0 8 5 时在f = l k h z 下不同烧结温度的介电常数和介电损耗温谱。由 图4 3 可以看出，在不同的烧结温度下，y 2 0 3 掺杂量为0 8 5 的样品都存在一个铁电一 顺电相相变，且随着烧结温度的升高介电常数和介电损耗都随之增加。x = 0 。8 5 的 y b s t 材料的介电损耗相比同样高介电常数的c a c u 3 t i 4 0 1 2 【2 2 2 3 ，4 ，a ( f e l 2 t a l 2 ：) 0 3 【2 4 ，2 6 】 和非铁电体的l i 工t i y n i l x y o ( l t n o ) 2 1 2 7 】却要低一个数量级。由图4 3 我们发现1 2 8 0 。c 的 样品的介电性能最好，其介电常数达到了1 2 x 1 0 5 ，介电损耗较小，温度稳定性好，材 料的弛豫性好。1 3 3 0 和1 3 0 0 的样品介电常数虽然高于1 2 8 0 的样品，但损耗相比 1 2 8 0 稍有增加，最主要的是其温度稳定性不如1 2 8 0 的样品。1 2 6 0 的样品温度稳定 性好，损耗也较小，但相比1 2 8 0 的样品介电常数相差较多。结论：x = 0 8 5 的y b s t 材料具有高达1 0 5 的介电常数，其介电损耗相变其他高介电常数却要低一个数量级，其 中1 2 8 0 烧结的样品具有最好的温度稳定性，具有极大的应用i ，j 景。 湖北人学硕j ：论文 5 0 0 0 0 0 0 0 0 0 5 0 0 0 0 1 ￥v 丫v v v 肇 ! j g o 1 2 8 0 0 c 2 h 一一13 0 0 0 c 2 h 鬻磊耆茹魏盍躯蕊铭2 2 卓办夯蓐毒瘩螽毒乐乐审磊置垂姚篮垂垂卺罾管： 碍蟹叠叠鼍叠_ _ - y y ：i 兰x 蕾 05 01 0 01 5 0 t e m p e r a t u r e ( o c ) 图4 3 x = o 8 5 时f = l k h z 不同烧结温度的介电常数和介电损耗随温度的变化曲线 对于稀土元素掺杂，化学均匀性掺杂有压峰和移峰的作用；化学非均匀性掺杂，可 以改良材料的容温特性和介电性能。通常，半径较大的稀土离子掺杂属于化学均匀性掺 杂，半径较小的稀土离子掺杂，属于非化学均匀性掺杂。当半径较小的离子取代大半径 的b a 2 + 后，会使得晶格收缩，钙钛矿的壳芯结构中的壳的作用增加，因而晶体的内应 力增大，介电常数增加，介电常数随温度的变化平稳。本实验中，y 3 + 离子的半径较小， 且实验结果表明y 2 0 3 的掺杂并未有明显的压峰作用。但掺杂量在0 7 5 0 9 时，y b s t 陶瓷室温介电常数有显著增加，在测试范围4 0 1 4 0 内，电容随温度的变化率为1 2 ， 介电温度温度性得到提高，故为非化学均匀性掺杂。 4 2y b s t 陶瓷的阻抗图 现在通常用交流阻抗来分析电子陶瓷的显微结构【4 2 喇】。图4 - 4 是不同掺杂量的y b s t 材料的交流阻抗在不同温度下随频率的变化曲线和交流阻抗复平面图。由图4 5 我们发 现x = o 7 5 0 9 的y b s t 材料的阻抗的实部和虚部都随着频率的增加成指数关系减小， 且温度对其随频率的变化关系影响不大。这四个样品的阻抗实部随频率的变化关系可以 由( 4 1 ) 式表示： z = z o 厂4 ( 4 1 ) 其中z 。为前因子，由图4 4 进行拟合计算所得n 值都近似为1 ，n 的值列入表4 1 中。 ooij芑019一o 2 0 8 6 4 2 0 1 1 o 0 0 0 0 ll 0 o - 0005 - 4 样品的i u 学性能分析 一、 a j c 、- ， - n 1 0 0 喜1 0 n 1 0 1 1 0 0 31 0 n 1 0 1 f r e q u e n c y ( h z ) 一、 c j i 、- = n f r e q u e n c y ( h z ) f r e q u e n c y ( h z ) 2 9 湖北人学硕：i ：论文 f r e q u e n c y ( h z ) 图4 - 4 x = 0 7 5 0 9 的y b s t 材料的交流阻抗随频率的变化曲线 ( 插图为交流阻抗复平面图) 对于在1 2 8 0 。c 烧结2 小时的y b s t 材料，其交流阻抗复平面图的高频交点对应于晶 粒电阻，低频交点对应于晶界电阻。晶粒、晶界的电导行为都满足热激发的a r r h e n i u s 定律1 2 2 1 ， 一唧吲 2 ， 仃为交流电导率，仃。为指数前因子，e 为电导活化能，是玻尔兹曼常数，t 是温度。 图4 5 为晶粒和晶界的电导率按a r r h e n i u s 定律的拟合图，拟合的结果在给出在表4 1 中。 表4 - 1 品粒和品界的电导激活能和复阻抗实部按式( 4 2 ) 拟合的指数系数 通过表4 - 1 的拟合结果，我们发现四个y b s t 陶瓷材料晶粒的活化能明显小于晶界 的活化能。据此我们可以认为对于0 7 x 0 9 y 2 0 3 掺杂的b a o 8 s r o 2 t i 0 3 ( y b s t ) 陶瓷材料，其显微结构中的晶粒具有半导体的性质，晶界则具有绝缘体的性质。 4 样品的l 乜学件能分析 b r - 1 0 0 0 1 t ( k 。1 ) 0 0 0 1 t ( k 一) 图4 - 5 工= 0 7 5 0 9 的y b s t 陶瓷材料品粒和品界电导的a r r h e n i u s 图 ( 图中g 表示品粒，g b 表示品界) 综上所述，0 7 z 0 9 的y b s t 陶瓷材料是由半导化的晶粒和绝缘化的晶界 构成的，构成了第一章中提到的内部阻挡层电容器结构( i b l c 模型) 。0 7 x o 9 的y b s t 陶瓷材料整体上可以看成由是多个小的电容单元串联或并联而成，因而陶瓷从 整体上表现出非常高的介电常数【4 5 l 。 依据普适介电模型，在频率低了：1 0 9 h z 的范幽内，凝聚念体系的交流电导率与频率 的关系f 、i 满足如下指数关系： 3 】 湖北人学颁i ：论文 仃。= 盯o + 5 ( 4 3 ) 其中和a 是常数，s 为弥散系数。不同的表示不同的电子、离子和极化子的输运 过程，一般通过弥散系数s 的取值和变化趋势来区分不同的输运行为。图4 - 6 是x = 0 8 5 样品的交流电导率按式( 4 3 ) 进行拟合，拟合结果发现随着温度的升高s 降低；特别是 在室温附近电导率随频率的变化接近线性关系( 室温附近s 趋近于1 ) 。以上两特点都与 e l l i o t t 等人提出的势垒跳跃模型相符合。这一模型主要用来描述电子由于受热激发而发 生跃迁势垒的行为。 e 、 c ，) 、乞 b t - 图4 - 6 x = 0 8 5 的样品在不同温度下交流电导率与频率的关系 g b f - - 图4 7y b s t 陶瓷材料直流电导的a r r h e n i u s 图 4 样品的f 乜学忡能分析 图4 7 是y 2 0 3 掺杂为0 7 工0 9 的y b s t 材料的直流电导率按a r r h e n i u s 定 律的拟合图。我们发现直流电导率和温度的变化关系与交流时相反，按a r r h e n i u s 定律 进行拟合，得到的活化能为负值。交流电导率按a r r h e n i u s 定律拟合得到负的活化能这 一结果，我们目前尚未能加以合理解释。 根据电子陶瓷双层模型【4 6 1 ，0 7 工0 9 时的交流阻抗谱可用图4 8 的等效电 路来描述。其中，晶粒和晶界的电容分别用c g 和c g b 表示，晶粒和晶界的电阻分别用 r g 和r g b 表示。 r gr g b c 口c g b 图4 8y b s t 陶瓷的交流阻抗谱等效电路图 该电路的复阻抗和复介电常数分别为 z ； 墨! +墨生( 4 - 4 ) 1 + i t _ o r g c s 1 + i t o r s cg 。，一f 一：l( 4 - - 5 ) 一一l = 一 l ) ， i t o c o z 其中6 0 是电场的角频率，c 0 是真空电容。 对实际电介质材料，其介电响应与其电导率密切相关，需要用含有电导率修正的德 拜方程来描述【4 7 】： “) 咆+ 赫 ( 4 - 6 ) ( 删) ：尝+ 竺 ( 4 _ 7 ) l + 甜一r 6 0 铲鲁d 等d 件8 ，5 ( 仃驴g + 仃g9 6 ) z 卅吣 湖北人学顾- ：论文 了；玉生埤 ( 4 - 9 ) o 咖dg+og d 咖 7 ：j do gg b + c r = b d g 、ui 其中乞和占，分别为低频介电常数和光频介电常数；d 。和d 砂分别为晶粒的大小和晶界的 厚度；和f 品分别为晶粒和晶界的介电常数；仃g 和仃9 6 分别为晶粒和晶界的电导率。 d = d g + d 9 6 - d g ，f 为弛豫时间。 o 7 x o 9 时材料的仃驴 仃g ，此时口曲d g 0 9 后，y 值又开始显著减小。这些结果都与自仃面材料的介电性能的研究比 较吻合。依据前面的分析，当y 2 0 3 掺杂到b a o 8 s r o 2 t i 0 3 中，b a 2 + 、s r + 、y “、t i 4 + 阳离 子空位和氧空位将在材料中的a 位和b 位无序排列，从而使得材料中形成有序无序排 列，这都使得材料具有较强的弛豫性能。 表4 - 2 材料的组成及与其对应的l n c 和，的值 4 6y b s t 陶瓷的铁电性 钛酸锶钡是典型的铁电体，c h u n l i n l 6 2 】等研究了b a o 8 s r o 2 t i 0 3 的铁电性，发现在室温 时得到较弱的电滞回线，如图4 1 4 。根据其报道，样品的剩余极化强度p ，为2 6 坚c c m 2 ， 矫顽场强反约为1 2k v c m ，室温下其铁电性较弱。根据c h u n l i n l 6 2 】等的研究，b a o 8 s r o 2 t i 0 3 是典型的铁电体，在室温下晶体结构处于铁电相。 图4 1 5 显示了x = 0 3 ，x = 0 5 时的电滞回线图，而对于0 7 z o 9 的样品由 于材料已经半导化，具有较高的电导率，难以测出电滞回线。表4 3 给出了当石0 5 时材料的剩余极化强度p r 和矫顽场强& 的大小。根据表中数据，我们可以看出对母体 材料b a o ，8 s r o 2 t i 0 3 掺杂少量的y 2 0 3 时，材料在室温下的剩余极化强度和矫顽场强郜大 幅度提高。这可能是由于b a o 8 s r o ! t i 0 3 和x y 2 0 3 b a o 8 s r o 2 t i 0 3 的电性能不同，在晶体内 部形成更多不同的偶极子所造成的。 图4 1 5 兑明x y 2 0 3 b a o 8 s r o ：t i 0 3 材料在室温下足铁电相，有较好的铁电性。图4 1 5 也给m 了x = 0 5 时，材料的il i 滞叫线随施加f 乜压的变化情况，由图可以看，其尾部 4 1 湖北人学硕上论文 有所上翘，这可能由于测试过程中漏导电流过大而造成的。材料的剩余极化强度和矫顽 场强都随样品两级施加电压的增大而增加。 鞋l 静f 域f e l d | k w m ) 图4 1 4 b a o 8 s r o 2 t i 0 3 在室温时的电滞同线【4 1 i 6 0 一 x = 0 3 哇4 0 ，-i- 芝 o 。 o2 0 一 言。1 o 1 1 5 e ( k w c m ) - 4 0 。至 4 2 4 样品的l 【l 学- 陀能分析 。6 4 2 搿 2 04 06 0 蠢7 图4 1 5b a o 8 s r o 2 t i 0 3 体系材料当x = 0 1 ，x = 0 5 时的电滞同线 表4 3 材料不同组分的p ，和丘 c o m p o s i t i o n p , ( u c c m 2 ) e c ( k v c m ) z = o o 2 61 2 1 5 6 j x = 0 3 x = 0 5 1 3 9 1 3 4 2 6 2 8 4 3 湖北人学硕f ：论文 结论三日f 匕 本论文主要通过掺杂对b a o 8 s r o 2 t i 0 3 ( b s t ) 陶瓷材料进行研究：研究了y 2 0 3 掺杂 对b s t 陶瓷介电弛豫行为的影响，探讨了x y 2 0 3 b a o 8 s r o 2 t i 0 3 ( y b s t ) 陶瓷高介电特性 的起因。主要得到以下结论： 1 采用固相反应法制备x y 2 0 3 b a o 8 s r o 2 t i 0 3 ( 0 x 1 2 ) 陶瓷