Электрофизические методы исследования. Кондуктометрия неоднородных материалов. Трухан Э.М - 6 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

МФТИ | Москва

Составители: 

Рубрика: 

6
6
ε
0
=ε
1
d/d
1
; σ
∞
= σ
2
dd
2
ε
1
2
/(d
1
ε
2
+d
2
ε
1
)
2
(1.15)
τ=(d
2
/σ
2
)
*
( ε
1
/d
1
+ε
2
/d
2
)=R
2
(C
1
+C
2
) (1.16)
Частотная дисперсия в этом случае является следствием того, что на низкой
частоте ёмкость правого проводящего слоя «закорачивается» его активной
проводимостью, и поверхность правого электрода как бы переносится к
поверхности раздела слоёв. При этом виртуальная диэлектрическая
проницаемость, рассчитанная по полному расстоянию между электродами,
увеличивается в соответствии с геометрическим фактором d/d
1
. Если толщина
изоляционного слоя мала, то это увеличение может быть очень значительным.
На высоких частотах экранирующий заряд на границе слоёв не успевает
сформироваться, и поле проникает в объём правого электрода проводящего
слоя. Эквивалентная диэлектрическая проницаемость падает, а проводимость
возрастает до значения σ
∞
. Если толщина изолирующей прослойки мала (d
1
<<d),
то σ
∞
=σ
0
.Частота дисперсии приобретает смысл обратной постоянной времени
зарядки конденсаторов С
1
и С
2
через сопротивление правого слоя R
2
.
Таким образом теория Максвелла – Вагнера (М-В) для слоистой системы
действительно предсказывает возрастание активной проводимости системы до
значений, соразмерных реальной проводимости электропроводящей компоненты
с ростом частоты.
Аналогичные представления о поверхностном характере поляризационного
эффекта были применены Максвеллом и Вагнером при изучении другого вида
неоднородности среды: взвесь частиц шаровой формы с
параметрами ε
2
и σ
2
в
однородной безграничной среде с параметрами ε
1
и σ
1
.
σ
2
ε
1
σ
1
ε
2
E
Рис. 1.3. Система шаровых включений в безграничной среде.
Такая система также демонстрирует частотную дисперсию эквивалентных
параметров ε(ω) и σ
(ω) «дебаевского» типа. При малом удельном объёме
шаровых включений α<<1 теория даёт, в частности:
σ
0
=σ
1
[2σ
1
+σ
2
– 2α(σ
1
– σ
2
)]/[2σ
1
+σ
2
+ α(σ
1
– σ
2
)] (1.16) 
                                                                         6



               ε0=ε1d/d1; σ∞= σ2dd2ε12/(d1ε2+d2ε1)2 (1.15)

              τ=(d 2/σ2)*( ε1/d1+ε2/d2)=R2(C1+C2)       (1.16)

Частотная дисперсия в этом случае является следствием того, что на низкой
частоте ёмкость правого проводящего слоя «закорачивается» его активной
проводимостью, и поверхность правого электрода как бы переносится к
поверхности раздела слоёв. При этом виртуальная диэлектрическая
проницаемость, рассчитанная по полному расстоянию между электродами,
увеличивается в соответствии с геометрическим фактором d/d1. Если толщина
изоляционного слоя мала, то это увеличение может быть очень значительным.
На высоких частотах экранирующий заряд на границе слоёв не успевает
сформироваться, и поле проникает в объём правого электрода проводящего
слоя. Эквивалентная диэлектрическая проницаемость падает, а проводимость
возрастает до значения σ∞. Если толщина изолирующей прослойки мала (d1<

Страницы