中科大材料物理学课件06电介质物理

第六章电介质物理本章就有关电介质的基本理论和基本实验研究,着重介绍如下内容：电介质的极化响应；电介质中的电荷转移，电介质的电导、损耗及击穿特性；复介电常数和介电谱的实验研究，以进一步了解电介质的最基本的物理性质——介电性，以及进而了解电介质的分子结构和极化机理。本章提要第六章电介质物理6.1概述6.2静电场中的电介质行为6.3变动电场中电介质行为及介质损耗6.4极化弛豫6.5动态介电系数6.6固体电介质的电导与击穿6.7复介电常数和介电谱的实验研究2个学时2个学时2个学时2个学时一、电介质的概念及特点二、电介质的分类三、电介质的四大基本常数四、电介质的理论6.1概述电介质是在电场作用下具有极化能力并在其中长期存在电场的一种物质电介质具有极化能力和其中能够长期存在电场的性质是电介质的基本属性电介质体内一般没有自由电荷，具有良好的绝缘性能电介质又可称为绝缘材料（insulatingmaterial）或绝缘体（insulator）一、电介质的概念及特点二、电介质的分类分类原则分类物质组成特性无机电介质和有机电介质物质的聚集态气体介质、液体介质及固体介质物质原子排列的有序化晶体电介质和非晶态电介质组成分子的电荷的空间分布极性电介质和中性电介质介质组成成分的均匀度均匀介质和非均匀介质介电常数是指以电极化的方式传递、存贮或记录电的作用电导是指电介质在电场作用下存在泄露电流介电损耗是电介质在电场作用下存在电能的损耗击穿是指在强电场下可能导致电介质的破坏三、电介质的四大基本常数包括介质的电极化响应理论，电介质中的电荷转移、电导和电击穿理论，电介质的唯象理论，电介质的微观理论和铁电理论四、电介质的理论（6）电极化的非线性效应等。介质的电极化响应理论（1）恒定电场中电介质的电极化，电极化的微观机构（2）洛伦兹的有效场（3）变动电场中电介质的行为（即介电损耗）（4）介电弛豫（5）谐振吸收和色散材料介电特性源自在电场作用下电子、原子、离子的位移。显然材料不同的结构，这些位移以及由此而引起的介电性质也不相同。特别在晶体材料中由于晶体不同的对称性使电场—位移之间从而使晶体介电性质也表现为时空特性。为了弄清这些关系，我们先将材料的介电特性作简单的介绍。

电介质材料的介电特性6.2静电场中的电介质行为在电场作用下，电介质是以正负电荷重心不重合的电极化方式来传递并记录电影响的。从微观上看．电极化是由于组成介质的原子(或离子)中的电子壳层在电场作用下发生畸变，以及由于正负离子的相对位移而出现感应电矩。此外还可能是由于分子(或原胞)中不对称性所引起的固有电矩，在外电场作用下，趋于转至和场平行方向而发生的。6.2.1电介质材料的静态介电常数图6.1电介质电极化产生感应电荷

真空时D=ε0E0

当两板间充以均匀电介质时，D=ε0εsE令P代表介质的电极化强度。亦即介质表面的面电荷密度或介质中单位体积的电矩，则D=ε0E+PP=ε0（εs-1）E宏观静态介电系数εs与内部电极化P的关系

分子极化

(三)固有电矩的转向极化

分子的极化可以归结为三个来源。(一)电子的位移极化(二)离子的位移极化6.2.1.1电子的位移极化由于电场的作用，构成它的原子、离子中的电子云将发生畸变，使电子云与原子核发生相对位移，在电场和恢复力的作用下，原子具有了一定的电偶极矩，这种电极化常被称为电子的位移极化Pe

一般情况下，这感应电矩μe

与所用的局部有效电场E成正比μe=αeEαe为电子极化率以最简单的氢原子来说，量子力学的计算得出其中r代表电子轨道半径。因为氢原子轨道半径约为0．5×10-8cm，故αe为0．56×10-30。αe=αe=αe=

当电子轨道半径增大时，电子极化率很快地增加。当原子轨道上的电子增多时，由于每一电子在电场作用下都要产生位移，使得总的极化率增大。价电子受核的束缚比较弱，因而位移极化比较大。在元素周期表中，对于同一族元素的原子，电子极化率随着原子在表中的位置自上而下地增大。在同一周期中的元素，随着其位置由左向右时．原子中的电子极化率则可以增大亦可以减少。这是因为虽然轨道上电子数增多，但轨道半径却可能减少，故结果要看哪个效应占优势而定。

αe=αe=电子极化很重要，通常负离子的电子位移极化远大于正离子，O2-的电子极化率很大，故许多含O2-

的物质都具有较大的介电系数。极化强度为单位体积的电矩。极化的大小不仅决定于粒子的感应电矩。而且决定于单位体积的粒子数。因此，凡αe/r3

较大的粒子对极化就有较大的贡献。有些离子，如O2-，C4+，B3+，S2-，Ti4+

等的αe/r3

具有特别大的值。6.2.1.2离子的位移极化两个离子的位移极化率为可以近似地认为，两离子中心间的距离Ro等于它们的离子半径R1和R2之和，即

有极分子的离子位移极化率和离子半径的立方应具有相同的数量级，亦即在数量级上接近离子的电子极化率αe。在无极分子中，离子位移极化率很小，因而电子极化率αe是主要的。

若分子具有固有电矩，而在外电场作用下，电矩的转向所产生的电极化，称为转向极化Pd。

许多电介质，例如一些有极性的液体，具有较大的介电常数，这是与其中存在固有电矩有关的。如果分子只有固有电矩，则在外电场作用下，它们将趋于转到与外场平行的方向，使介质的极化强度增大。特别重要的是，由于固有电矩间的相互作用具有长程的性质．一个分子的转向会带动周围许多分子的转向。这样，会使得介电常数具有较大的数值。

6.2.1.3固有电矩的转向极化分子中固有电矩的存在，是由于分子结构上的不对称性。例如水和氯化氢都只有固有电矩，前者是由于H2O分子并非直线结构(两个OH链间夹角约为1050)，后者则由于电荷在原子周围分布的不均衡而在氢的一端具有较多的正电荷，在氯一端具有较多的负电荷所致。研究固有电矩和它们在外电场作用下的转向，可以提供关于介质微观结构的信息。

下面来考虑固有电矩在外电场作用下的转向，从而求出其极化率αd，在这里的初步考虑中．将忽略固有电矩的相互作用，实际上这只适用于稀疏情况下的气体。

气体包含大量相同的分子，而每个分子的出有电矩为μ。在没有外电场作用时．由于热运动．这些电偶极子的排列是完全无规则的，因而就整个气体来看，并不具有电矩，当加上外电场ξ后，每个电矩都受到力矩的作用，趋于同外场平行，即起于有序化，另一方面热运动使电矩无序化。可见同时存在有序化和无序化相矛盾的两个方面。在一定的温度和一定的外场ξ下．两方面的作用达到暂时的互相平衡。

固有电矩μ在外电场ξ中的势能为θ为μ和ξ间的夹角。按玻尔兹曼统计，电矩μ和电场ξ的夹角介于θ和θ十dθ之间的几率正比于因此沿电场方向的平均电矩为固有电矩的转向极化率αd为热运动的无序化作用占相当优势的情况下，μE＜＜KBT

6.2.2洛伦兹的有效场模型对于最简单情形，不考虑粒子的电矩之间相互作用，则促使粒子极化的电场就是宏观的外加电场。这样，介质的静电极化强度P就是上面所考虑的三部分极化强度之和，即式中N是单位体积中的分子数．2e是分子中的电子极化率，2α是分子中的离子位移极化率。对于稀疏气体，分子间的相互作用可以近似地忽略，气体介电常数同实验结果符合得相当好。宏观的介质常数εs：液体和固体是凝聚态，分子(或原胞)间的相互作用很强．不能忽略。于是作用在分子或原子(或离子)上的电场就不单单是外加的宏观电场，还应加上其他的分子或原子(离子)极化所产生的电场。作用在分子或原子处的总电场，常称为有效场。已经指出，电矩间的库仑相互作用是长程的，这就使得对有效场ξ有效的计算很繁难。图6.3洛仑兹关于有效场计算的模型

对于简单立方晶体,体心立方，面心立方，以及氯化钠结构的晶体

但是，决不能认为所有具有立方结构的晶体，它们的E球内都等于零。例如钛酸钡（BaTiO3）虽属立方结构，但其中氧的周围并不是立方对称的，因而E球内不等于零

第六章电介质物理6.1概述6.2静电场中的电介质行为6.3变动电场中电介质行为及介质损耗6.4极化弛豫6.5动态介电系数6.6固体电介质的电导与击穿6.7复介电常数和介电谱的实验研究2个学时2个学时2个学时2个学时本节将介绍在变动电场中电介质的行为。如电场不断地改变，介质内的极化也就要不断地改变。电场改变相当迅速时，极化就会追随不及而滞后。实际上介质中的多种极化是一些弛豫过程，从初态到末态要经历或长或短的弛豫时间。介质极化的这种弛豫．在变动电场中就引起介质损耗，并且使动态介电常数和静态介电常数不同。

6.3变动电场中电介质行为及介质损耗加于理想电容器上，则当电压下降时，电源从电容器上得到在数量上等于电压上升时交给电容器的电荷，而同电压的角频率ω无关。换句话说，在交变电压作用下，理想电容器中的电流超前于电压一个相角π／2，亦即电容器中的介质不吸收功率，没有损耗。

对于理想的电容器(真空电容器)，当充电至某电压Vo之后使电源移去，它将保持其电荷Q＝CVo，其中C是电容量。设把交变电压实际的电介质总多少有些损耗。这损耗可用实际电容器的电流落后于理想电容器电流的相角δ来代表。设以ψ表示实际电容器的电流较之电压超前的位相角(ψ＜π／2)．则

图6.4电容器中介质损耗对电流与电压位相关系的影响实际电容器上的电流I超前于电压的位相角ψ恒小于π／2，故可将电流I分为两个分量，其I1恰好超前电压π／2，而另一分量I2则与电压同相。对于理想电容器C加一交变电压V＝V0exp(iωt)时，充电电流为

此充电电流正好超前于电压π/2，相当于实际电容器中的I1，这部分电流不损耗功率，称为无功电流。

实际电容器中与电压同相的电流I2，是消耗功率的，亦称之为有功电流。这部分电流可写成式中g称为介质的电导。这个电导不一定代表直流电导(由载流子的迁移决定)．而是代表介质中存在有损耗机构，使电容器上的能量部分地消耗为热的物理过程。R为介质的电阻。

通过实际电容器上的电流应为如电压矢量同实轴一致．则损耗因子为现在来考虑，在交变电场E＝E0cosωt作用下的介电常数ε。这时电位移D与电场E的相位不同，存在着位相差δ，即式中损耗因子为对于一般的电介质，D0正比于δ0，但比值D0／ε0为频率ω的函数，所以应该引进两个介电常数ε1(ω)和ε2(ω)：当频率趋于零时，换言之，若介质在静电场中没有损耗（没有电导）与介质中能量损耗成正比的介电系数用复数表示令D的衰减函数为在时间间隔u到u+du中，将强度为E(u)的电场加于电介质，而在此时间间隔之外，电场强度为零。到

由此可见，介电常数ε1(ω)和ε2(ω)都可由衰减函数a(x)导出，并且它们不是互相独立的。损耗因子，tgδ＝ε2／ε1也是同a(x)有关的。这就是说．介质损耗同极化的弛豫过程有关。例如．电矩转向极化中的弛豫将导致损耗。最后将上面两式统一写为一个复数方程；a(x)为D的衰减函数

在上节中引进了函数a(t)来描述外电场突然移去时，极化随时间衰减的过程；同样地，a(t)也可以用来描述外场突然加上时，极化随时间增长而达到平衡值的过程。介质损耗是同介质被置入外电场中达到平衡的过程密切相关的。实际上a(t)就是描述极化从一稳态过渡到另一稳态的弛豫过程。6.4极化弛豫为了说明极化弛豫与介质损耗的微观联系，今就两种极化过程来看平衡的建立：

(1)带电粒子的弹性位移所造成的极化，实际上也必须牵涉着某种耗散机构，例如粒子间的碰撞等等，因为这样才可能建立平衡。

(2)离子有着两个以上的平衡位置，从一个到另一个平衡位置的过渡造成极化。这过程自然依赖于热起伏，与非线性振动有关，这就导致损耗。考虑第(2)种极化过程。以离子晶体为例，先说明一下晶格缺陷和电矩转向关系。设晶体中存在着正离子M+的空位口，这种空位相当于一个负电荷。为了保持电中性，晶格中自然会出现电荷的某种补偿机构。例如，在M+空位的周围出现M++，M+的空位和M++就可构成电矩。由于M+的空位口带负电，当施外场于晶体后，它将逆外场E的方向而排列。在M+位置上的离子M+易位到原来的口上，亦即正离子空位从位置B过渡到位置A。这样，电矩可以基本上转到和外场平行的方向。图6.5空位的两个平衡位置，导致电矩的转向在趋于和外场平行的转动中，电矩必须克服势垒。由于热起伏，电矩克服势垒是可能的。电矩从一平衡态过渡到另一平衡态之前必须等待若干时间；换言之，由于电矩在两个或两个以上的平衡位置对面引起的极化是一个弛豫过程。显然，弛豫时间τ同温度有关。对于单一的弛豫时间τ，上面引进的函数a(t)可以写成图6.6施加外电场后势垒的变化现在来求电矩在两个平衡位置A、B间过渡的弛豫时间τ，设A、B间的势垒为U，以v0代表离子的振动频率。那么，电矩(即正离子空位)从A向B(或从B向A)过渡的几率为令r代表AB间距，则当加上电场E后，A处的势能比B处降低了eEr。电矩由A向B过渡的几率变为PAB，而由B向A的过渡几率PBA则保持不变。因而，电矩处于平衡位置A的几率就增加了。

于是，驰豫时间为设在t＝0时，NA＝NB＝N／2，且设在t=0时加上外电场。在此条件下，研究极化的弛豫过程，可以提供关于物质结构的知识

在本节中将求复介电常数ε(ω)同频率ω和弛豫时间τ的关系。这里限于考虑只具有单一的弛豫时间τ的极化过程；换言之，衰减函数a(t)具有形式；6.5动态介电常数在实际的固态电介质中，弛豫时间往往有好多个．并且分布在不同的数量级范围。这里所考虑的情况虽过于简化．但是结果对于实际的问题仍具有指导意义．并且所采用的方法也是很有用处的。德拜方程而损耗因子为图6.7

1（

）和

2（

）同

的关系当ω＝1／τ时，ε2(ω)(因而介质损耗)具有极大值。当频率ω甚小于1／τ时，ε1(ω)趋于静态介电常数εl这时介质没有损耗。如频率甚大于1／τ，则

ε1(ω)趋于ε∝之值，ε∝即为电子位移极化所对应的光频介电常数。

对于实际介质，弛豫时间不止一个，而且往往分布于一定的范围内。通常将写为如下形式：式中F(τ)为弛豫时间的分布函数，满足关系：第六章电介质物理6.1概述6.2静电场中的电介质行为6.3变动电场中电介质行为及介质损耗6.4极化弛豫6.5动态介电系数6.6固体电介质的电导与击穿6.7复介电常数和介电谱的实验研究2个学时2个学时2个学时2个学时6.6.1固体电介质的电导6.6.2固体电介质的击穿1.概述2.离子电导3.电子电导4．表面电导1.概述2、电击穿3、热击穿4、局部放电击穿5、其它击穿机制6.6固体电介质的电导与击穿1.概述同体电介质的漏导电流I包含了两个组成部分：流过电介质体内的电流Iv和沿着电介质表面流动的电流Is，并有I=Iv+Is

在一定的电压范围内，电介质的漏导电流与所加的电压成正比，符合欧姆定律设电介质在垂直于电流流动方向的截面积，电极间的距离，则其体积电导和体积电阻为并且有在恒定电压的作用下，流过固体电介质的电流是时间的函数。在一般情况下，有以下几种电流需要考虑：①介质极化的快速响应部分引起的充电电流②介质极化的缓慢响应部分引起的充电电流③吸收电流④不随时间而变的漏导电流要获得电介质导电过程的真实情况，需要排除前三种电流的影响。这意味着需要长时间的把电压加在试样上，直到流过的电流不随时间改变为止。在工程应用中，常常取加电压后1min时的电流作为计算材料电导率或电阻率的依据，当然这只能起一个相对比较的作用。当需要仔细考察材料中的空间电荷和深能级陷阱电荷时，必须取得真实的漏导电流值以作为研究的依据。电导的分类（按载流子）①离子电导或电解电导②离化分子电导或电泳电导③电子电导2.离子电导返回固体电介质中离子电导的直接实验证据是利用法拉弟电解实验给出的，把被考察的试样放在两个电极之间，长时间地加上直流电压并记录其流过的电量。根据流过的电量以及电极和试样在通电前后的重量变化就可以得出传导离子及其数量的结果。法拉弟电解实验在AgCl中，电导主要是由Ag+正离子提供的2.离子电导（1）离子电导的载流子①本征缺陷载流子②杂质缺陷载流子③质子返回①本征缺陷载流子离子晶体中，束缚在晶格结点上的正、负离子在一般情况下是不能参与导电的。只有少量因热缺陷而产生的，脱离格点的填隙离子及空格点的正负离子才能够在电场的作用下作定向运动，参与导电过程。它们就是本征缺陷载流子。离子晶体中的热缺陷主要有肖特基（Shottky）缺陷和弗兰克尔（Frenkel）缺陷两种。要比晶体的结合能低得多，但仍然相当高。因此，在室温下，由于热激活而产生的肖特基缺陷和弗兰克尔缺陷浓度非常低，对材料电导的影响并不大。只有当晶体非常纯净，温度非常高时，热缺陷材料电导的影响才逐渐显示出来。例如对于Nacl晶体，一对离子的结合能约为8eV，而肖特基缺陷的激活能为2eV左右。

T=1000k②杂质缺陷载流子实际电介质材料中总是不可避免的存在着杂质的。有时候，为了改进材料的某些性质还有意地添加各种类型的杂质，称为掺杂改性。杂质离子在晶格中产生点缺陷，破坏了晶格内部势场分布，从而使得晶格中的载流子易于在电场的作用下运动，增大电介质的电导。异价杂质离子还将在晶体中产生新的载流子，使材料的电导大幅度地上升。异价离子本身或由其形成的空格点或填隙离子则不同，它们本身的电荷量偏离了保持晶格电中性所要求的荷电量，因而使得晶格的局部区域荷电。至于填隙离子，则在填隙位置上额外地引入了填隙离子所带的电量，其等效荷电量就等于离子的电价。由异价杂质形成的这些点缺陷以其等效荷电量在电场作用下定向漂移，从而对材料的电导作出贡献。当晶体中的点缺陷浓度较高时，一部分带有异号电荷的点缺陷之间，或者与电子、空穴之间可能通过静电库仑相互作用缔合在一起形成复合缺陷。复合缺陷本身在晶体中的迁移率相当低，它们对电导的贡献常常可以略去。但是，复合缺陷在热离解后对于材料的电导有贡献，因此影响材料电导率随温度的变化。晶体中杂质缺陷载流子的数量主要取决于材料的化学纯度以及掺杂量，与温度无关。对于许多实际材料，自然引入的杂质含量通常是以基质原子数的10-6(ppm)计。对于经特殊纯化的物体，杂质含量则以10-9(ppb)计。高纯物体的杂质载流子数仍然远离于环境温度下的热缺陷本征载流子。因此物体在室温的离子电导主要取决于杂质含量。③质子质子是含有氢键物体中所特有的一种载流子。在特殊情况下，质子可以在玻璃、聚合物等无定形物体中传导电流。质子电导与物体所吸附的水分有很大关系，并且对物体的表面电导影响很大。许多聚合物在98%相对湿度下，保持15-20天后，材料的表面电导和体积电导可能增大2~15个数量级。（2）导电离子的迁移率某一种载流子的迁移率是单位电场作用下，该类载流子在电场方向的平均迁移速率。各种离子型载流子在电场作用下的运动是一种在热激活下越过势垒的定向漂移。其中为载流子的活化能，即限制载流子跃迁的势垒高度，q为载流子的等效电荷，为载流子跃迁时平均步长，为载流子在势阱中的局域振动频率在固体中，离子型载流子的迁移率：碱卤晶体中的活化能（eV）活化能类型晶体NaClKClKBr正离子的晶格结合能4.624.474.23负离子的晶格结合能5.184.794.60正、负离子对的晶要和结合能7.947.186.91正离子扩散活化能0.51——负离子扩散活化能0.56——填隙离子扩散活化能2.9——正、负离子空格点的结合能0.890.660.85正、负离子空格点的扩散活化能0.380.44—3.电子电导

电介质可以看成是一种宽禁带的半导体，禁带宽度大于3~5eV。

电介质的电子电导主要是由杂质本身以及由杂质形成的各种缺陷，特别是俘获了电子或空穴的各种复合缺陷在电场作用下发生电离造成的。此外，由外部电极注入材料内部的电子所产生的影响也是不可忽视的。返回（1）电子电导的载流子①本征载流子②非本征载流子在典型的电介质中，本征电子电导并不重要③注入载流子肖特基注入和隧道注入是最主要的载流子注入机制电介质中参与电流传导的可动电子和空穴主要是由杂质引入的②非本征载流子杂质对于材料电子结构的影响取决于基质和杂质本身的电子结构。对于金属氧化物来说，如果基质和杂质本身的禁带都很宽，而且杂质并没有在晶格中产生点缺陷（相当于等价代换），那么掺杂不会使材料的电子结构发生明显的改变。反之，如果基质或者杂质是禁带比较窄、能带结构复杂的过渡金属氧化物，不仅要考虑到材料本身的能带结构，而且还要考虑到杂质引起的晶格点缺陷的情况。③注入载流子肖特基注入和隧道注入是最主要的载流子注入机制当电场较弱时，金属电极中的自由电子可以通过隧道效应穿过金属-电介质界面处的势垒，直接注入到电介质中当xm非常小，以致与电子相关的德布罗意波的波长相当时，电子便能通过隧道效应穿过高势垒注入到电介质中。在高电场下，由隧道注入提供的可动电子是电介质电子电导不容忽视的一个重要组成部分。（2）电子的迁移率可动电子与空穴，在电介质内部参与电流传导过程时，可以分成两种运动类型:漂移运动（Driftmovement）和跳跃运动（Hop-pingmovement）。漂移电子的迁移率在电介质中，可动电子将使其周围的媒质发生极化，并使其周围的晶格发生局部畸变这种电子连同被它所极化了的周围媒质称为极化子，简称极子(Poalron)如果晶格的极化范围仅限于一个晶格常数，那么这种极子就称为小极子。而如果极化区域扩展到几个晶和常数的区域，则称为大极子。在许多电介质中，小极子对电流传导的作用是最重要的。极化子相当于有效质量很高的电子在金属中的漂移速度。如果电介质中的可动电子被束缚在施主电离中心上，这种可动电子就不一定要进入导带通过漂移运动参与电流传导过程，电子可以在邻近的施主电离中心之间通过跳跃运动参与电流传导。其中为限制局域电子跃迁的势垒高度，为两个施主电离中心之间的平均距离，为电子在电离中心内的局域振动频率。跳跃电导过程与离子型载流子在电场作用下的迁移非常相似。（3）电子电导这主要是因为参与传导的载流电子（空穴）是从各种类型的电离中心上通过热激活过程产生的电介质材料的电子电导要比离子电导复杂得多。大部分电介质的电子电导的温度关系也像离子电导一样遵循指数关系

电子电导的另一个重要特点是电流传导的非线性关系。大部分电介质的离子电导是线性的，传导电流正经于所加的电压，符合欧姆定律。但是对电子电导而言，由于普尔-弗兰克尔效应和肖特基效应，在不十分高的电场下，参与电流传导的载流电子数与所加的电场有关。这就使得电流随电压的增加比欧姆定律所预期的来得快。这时电导率r是电场的函数，并且电场越高，r越大。在很强的电场下，隧道注入开始起作用。在强电场下，电介质内部还可能会发生中性分子的电离。这就使得电流随着电压很快上升，以致丧失绝缘能力。4．表面电导返回电介质的表面电导是与电介质的实际应用密切联系在一起的。电介质的体积电导在很大程度上反映了材料本身的特征。电介质的表面电导则不仅与介质材料本身的性质有关，而且在更大程度上取决于材料表面的湿润、氧化和沾污状态。在固体电介质的情况下，表面电导与平行电极间的距a成反比，与平行电极的长度b成正比，则其中是表面电导率材料湿润角莫氏硬度相对湿度0%相对湿度98%聚四氟乙烯113°1-25×10175×1017聚苯乙烯98°25×10175×1016有机玻璃73°2-35×10161.5×1016精细陶瓷50°4-51×10161×1013熔融石英27°71×10176.5×1010二、固体电介质的击穿1.概述

固体电介质的击穿就是在电场作用下伴随着热、化学、力等等的作用而丧失其绝缘性能的现象返回固体电介质击穿的特点一是固体介质的击穿强度比气体和液体介质高二是固体通常总是在气体或液体环境媒质中边缘效应三是固体仙质的击穿一般是破坏性的，击穿后在试样中留下贯穿的孔道、裂纹等不可恢复的伤痕对固体进行击穿试验时，击穿往往发生在击穿强度比较低的气体或液体环境媒质中2、电击穿当固体电介质承受的电压超过一定的数值VB时，就使其中相当大的电流通过，使介质丧失绝缘性能，这个过程就是电击穿

返回EB=VB/d击穿场强EB被认为是介质承受电场作用能力的一种量度，是材料介电特性之一。碰撞电离理论在碰撞电离理论中，碰撞机制一般应考虑电子和声子的碰撞，同时也应该计及杂质和缺陷对自由电子的散射。若外加电场足够高，当自由电子在电场中获得的能量超过失去的能量时，自由电子便可在每次碰撞后积累起能量，最后发生电击穿。雪崩理论雪崩理论是在电场足够高时，自由电子从电场中获得的能量在每次碰撞后都能产生一个自由电子。因此往n次碰撞后就有2n个自由电子，形成雪崩或倍增效应。这些电子一方面向阳极迁移，一方面扩散，因而形成一个圆柱形空间，当雪崩或倍增效应贯穿两电极时，则出现击穿。隧道击穿当外电场足够高时，由于量子力学的隧道效应，禁带电子就可能进入导带。在强场作用下，自由电子被加速，引起电子碰撞电离。这种电子雪崩过程同样引起很大的电流，但这并不导致晶体的破坏。导致晶体击穿的原因是由于隧道电流的增加，晶体局部温度提高，致使晶体局部熔融而破坏。这个机理首先由齐纳提出的，因此称为齐纳击穿一些因素对固体电介质击穿场强的影响①固体介质的击穿场强往往取决于材料的均匀性；②大部分材料在交变电场下的击穿场强低于直流下的击穿场强。在高频下由于局部放电的加剧，使得击穿场强下降得更历害，并且材料的介电常数越大，击穿场强下降得越多；③无机电介质在高频下的击穿往往具有热的特征，发生纯粹电击穿的情况并不多见；④在室温附近，高分子电介的击穿场强往往比陶瓷等无机材料要大，并且极大性高聚物的击穿场强常常要比非极性的大；⑤在软化温度附近，热塑性高聚物的击穿场强急剧下降3、热击穿当固体电介质在电场作用下，由电导和介质损耗的产生的热量超过试样通过传导、对流和辐射所能散发的热量时，试样中的热平衡就被破坏，试样温度不断上升，最终造成介质永久性的热破坏，这就是热击穿

返回图6.13在电压作用下固体电介质的发热与散热曲线固体电介质的热击穿判据当发热曲线W1与散热直线W2相切时，切点C应满足以下条件：4、局部放电击穿局部放电就是在电场作用下，在电介质局部区域中所发生的放电现象，这种放电没有电极之间形成贯穿的通道，整个试样并没有被击穿局部放电是脉冲性的，其过程与电晕放电相同。放电结果产生大量的正、负离子，形成空间电荷，建立反电场，使气隙中的总电场下降，放电熄灭局部放电将导致介质的击穿和老化返回5、其它击穿机制（1）树枝化击穿（2）电一机构击穿（3）沿面放电沿固体电介质表面发生的气体击穿现象树枝化是指在电场作用下，在固体电介质中形成的一种树枝装气化痕迹，树枝是指介质中直径以数微米的充满气体的微细管子组成的通道返回图6.14树枝化击穿（2）电一机械击穿平板固体介质电容器加压后，两极板上即充上异性电荷，极间电场为E。两电极上异性电荷的相互作用，造成两极间存在相互吸引。这个引力就使极间的介质受到挤压而发生变形。由于高聚物弹性模量小（比陶瓷材料等小两个数量级左右），容易变形，挤压的作用使聚合物的厚度减小。如温度有所增加，使材料场氏模量下降，从而试样的厚度更显著地减小，这就使电场电压不变情况下，进一步升高，最终导致击穿，常称为电一机械击穿。（3）沿面放电沿固体电介质表面发生的气体击穿现象第六章电介质物理6.1概述6.2静电场中的电介质行为6.3变动电场中电介质行为及介质损耗6.4极化弛豫6.5动态介电系数6.6固体电介质的电导与击穿6.8复介电常数和介电谱的实验研究2个学时2个学时2个学时2个学时

一个平行平板电容器，真空时电容量为，在极板之间充满了电介质之后，施加一个圆频率为的交变电动势，电容器便会有交变电流i流过6.8复介电常数和介电谱的实验研究其中是电介质的相对介电常数，它是的函数，若两极板之间的介质材料有损耗（包括漏电），就需要用复数表示，即式中为介电常数实部，是介电常数虚部，代表介质损耗。在工程上更常使用的是介质损耗的的正切tan平行平板电容器的电流密度可写成式中E为电场强度，我们定义比值J/E的实部为电介质的电导率，即

概括了电介质的全部损耗机构的总和。因此，对于任何频率，我们用,另外再加上、和三个量中任何一个量与相配，便可以完整地描述电介质在电场中的介电行为。1、复介电常数的测量测量复介电常数有多种方法，如何选择测量方法，要取决于如下端因素：（1）频率范围；（2）材料性能；（3）材料样品的加工、尺寸等。图6.18介电常数的测量方法频率范围

由直流到高频（微波）测量复介电常数的几种实验方法

（1）直流介电常数的测量（2）电桥法测量低频介电常数（3）谐振电路法测量复介电常数（4）传输线法（5）微波测量（1）直流介电常数的测量分别测量一个平行平板电容器在有介质存在时和无介质时通过一个标准电阻放电的时间常数，从而求出介电常数的实部。虚部则用介质的电阻率（或电导率）来表示。（2）电桥法测量低频介电常数电桥法是测量和tan最广泛使用的方法之一。有各种不同结构的电桥，频率覆盖可以由0.01Hz至150MHz。按频率范围可以分为超低频电桥（0.01Hz至200Hz）、音频电桥（20Hz至3MHz）和双T电桥（1MHz以上）等等。音频电桥最典型的电路是施林电桥（ScheringBridge），用施林电桥测量可以同时读出电容量C和tan，由此而计算出和。现在已有较完善的数字化低频阻抗分析仪，测量的参数可达十余个，使用十分方便。（3）谐振电路法测量复介电常数频率范围到达10MHz至100MHz时，用通常的电桥法测量介电常数应有一定困难，因为高频会使杂散电容的效应增加，从而显著地影响测量结果的精确性。在高频测量中往往使用谐振电路法。用Q表测量便是谐振电路法的一种典型，现在较好的高频数字化阻抗分析仪的频率范围已高达十余GHz。（4）传输线法在超高频范围（100至1000MHz）以上时，调谐电路技术就不好应用了，因为在这样高的频率，由于辐射效应和趋