西安交通大学：《电介质物理》课程教学课件（PPT讲稿）第十七讲 德拜驰豫理论的偏离和修正

第十七讲德拜驰豫理论的偏离和修正

第十七讲 德拜驰豫理论的偏离和 修正

1概述Dedye理论与某些电介质（如水）的介电常数频率，温度特征接近，但与大多数电介质复介电常数的频率特征曲线相偏离，其原因有两点：①.Dedye方程中没有计及电介质漏导的损耗：②.Dedye方程只有单一的弛豫时间

Dedye理论与某些电介质(如水)的介电常数频率，温度 特征接近，但与大多数电介质复介电常数的频率特征曲线 相偏离，其原因有两点： ①. Dedye方程中没有计及电介质漏导的损耗； ②. Dedye方程只有单一的弛豫时间。 1 概述

2计及漏导电流的介电损耗在交变电场作用下，实际电介质的损耗包括弛豫极化损耗和漏导电流损耗，它们都是有功电流，同样以热形式散发来。故介质损耗角正切可表示为：tgo=tgog+tgop(8, -8.)WTtgo,由德拜方程的极化损耗正切为：+8.01由损耗正切是有功电流密度和无功电流密度之比可得漏导损耗正切为：1y2tgog=8-86000806+1+0t则记及漏导的损耗角正切为：(8-80ttgo280608,+6021+0'T

2 计及漏导电流的介电损耗 在交变电场作用下，实际电介质的损耗包括弛豫极化损耗和漏导电流损 耗，它们都是有功电流，同样以热形式散发来。 故介质损耗角正切可表示为： G P tg tg tg    = + 由德拜方程的极化损耗正切为： 2 2 ( )           + − = s s P tg 2 2 0 ' 0 1 1            + − + = =   s r G t g 由损耗正切是有功电流密度和无功电流密度之比可得漏导损耗正切为： 则记及漏导的损耗角正切为： ] 1 1 [ ( ) 2 2 0 2 2                + − + + + − =     s s s t g

tgo与频率的关系：（1）对于静电场の=0，则tg8→80，在静电场，tgs→8无意义，tg8只在の￥0的交变电场中才有意tgo义。（2）频率很低，のT>1，则有tgo-E-6e。，两个损耗项都随频率增加而S..Ot减少，当の→时，tgs→0

tg 与频率的关系： （1）.对于静电场 = 0 ，则tg →  ，在静电场， tg →  无意义，tg 只在  0的交变电场中才有意 义。 （2）.频率很低， 1， tg P → 0，弛豫极化引起 的损耗趋于零，只有漏导电流引起的损耗        1 0 0 = =  s → G tg tg ，此时tg 几乎与频率成反比。 （3）.频率升高，极化弛豫损耗开始起作用，并且逐渐 起主导这样，最后出现损耗峰值，呈现出介质弥散现 象，当频率很高时， 1，则有          1 0 +  − =   s  tg ，两个损耗项都随频率增加而 减少，当 →时， tg → 0 。 T1 T2 tg lg 记及漏导的损耗角正切与频率关系

tgs与温度的关系：电导率：=Ae-BIT当温度很低，由于值小，电导引起的损耗比较小，介质损耗主要决定于弛豫过程：当温度很高，很高，漏导损耗呈指数式上升，主要考虑电导的影响。温度升高，出现tg极大值所对应的频率向高频方向移动。如下图1所示。增加时，电导损耗的比例相应增加。当很小，tg～nの表现明显的极化弛豫损耗特征（曲线1），随增加，弛豫损耗极大值完全被淹没，tgs随频率增加很快下降，表明电导损耗特征（1一5）。如下图2所示。tgS~T的关系服从~T的指数变化关系。随着电导率升高，极化弛豫损耗逐渐变得不明显，直至完全被淹没（1一3）。如下图3所示。Iedigdigdn)70)Tm图2电导不同时，损耗角正切图1记及漏导的损耗角正切图1记及漏导的损耗角正切与频率关系与温度关系曲线与温度关系曲线

tg 与温度的关系： 电导率： B T Ae−  = 当温度很低，由于 值小，电导引起的损耗比较小，介质损耗主要决定于弛豫过程； 当温度很高， 很高，漏导损耗呈指数式上升，主要考虑电导的影响。 温度升高，出现tg 极大值所对应的频率向高频方向移动。如下图 1 所示。  增加时，电导损耗的比例相应增加。当 很小，tg ~ ln  表现明显的极化弛豫损耗 特征（曲线 1），随 增加，弛豫损耗极大值完全被淹没，tg 随频率增加很快下降，表明电 导损耗特征（1—5）。如下图 2 所示。 tg ~ T 的关系服从 ~ T 的指数变化关系。随着电导率升高，极化弛豫损耗逐渐变得 不明显，直至完全被淹没（1—3）。如下图 3 所示。 tg T ω1 ω2 图1 记及漏导的损耗角正切 与温度关系曲线 tg ω 1 2 3 4 5 图2 电导不同时，损耗角正切 与频率关系 tg Tm T 图1 记及漏导的损耗角正切 与温度关系曲线 2 1 3

漏导损耗对Cole一Cole图的影响：自由电荷引起的电导率，对复介电常数的贡献-iy/06，通常把有电导介质材料看作是由一种理想的介质与一个电阻并联而成，故具有电导的存在弛豫机构的介质材料的复介电常数为8-8iy,个>>>8,=8.+1+i0t0806,(0)=8. +(6,-8.)/(1+02t2)6;(0) =/+(6, -8.)OT0%1+0t?福消去t，～关系不在是一个半圆方程，电导率愈大，6a6图形对Cole一Cole图半圆的偏离愈大，损耗能量密度可表示记及漏导的柯尔-柯尔图0060E2=60,Etgo为：W=22高频强电场下工作的电介质，若g8大，可能严重发热，损耗能量密度转化为热，介质温度升高，必须设法使gs降低或采取有效散热措施

漏导损耗对 Cole—Cole 图的影响： 自由电荷引起的电导率 对复介电常数的贡献 0 −i  / ，通 常把有电导介质材料看作是由一种理想的介质与一个电阻并联 而成，故具有电导的存在弛豫机构的介质材料的复介电常数为： 0 ' 2 2 " 2 2 0 1 ( ) ( ) (1 ) ( ) ( ) 1 s r r s s r i i                              − = + − + = + − + − = + + 消去 ， " r  ~ ' r  关系不在是一个半圆方程，电导率 愈大， 图形对 Cole—Cole 图半圆的偏离愈大，损耗能量密度可表示 为：        w r E r E tg 2 0 ' 0 2 0 " 0 2 2 = = 高频强电场下工作的电介质，若tg 大，可能严重发热，损 耗能量密度转化为热，介质温度升高，必须设法使tg 降低或采 取有效散热措施。 " r  ' r  s    3 2 1 0 3 2 1 0        记及漏导的柯尔-柯尔图

3Schweidler方程、驰豫时间分布函数及其经验公式1）多弛豫时间和Schweidler方程Debye方程偏离实验结果是由于它只表示了弛豫时间相同的单一极化弛豫机制，而实际电介质往往存在着弛豫时间不同的一系列极化机制，这是因为电介质中有不同类型，不同组分的偶极子同时存在，每一种都具有特征的弛豫时间，或者，对于同类偶极分子，其固有偶极矩与分子长轴不平行，这种情况也会出现特征的弛豫时间。极化强度P（t）是由弛豫时间相差不大的一系列弛豫运动提供的，弥散区域@T被展宽，P(t）为弛豫时间t不等的各个极化分量P（t）的加权和，P(t)-EP.(t)A

3 Schweidler方程、弛豫时间分布函数及其经验公式 1）多弛豫时间和Schweidler方程 Debye方程偏离实验结果是由于它只表示了弛豫时间相同的单一极 化弛豫机制，而实际电介质往往存在着弛豫时间不同的一系列极化弛豫 机制，这是因为电介质中有不同类型，不同组分的偶极子同时存在，每 一种都具有特征的弛豫时间，或者，对于同类偶极分子，其固有偶极矩 与分子长轴不平行，这种情况也会出现特征的弛豫时间。 极化强度 P (t) r 是由弛豫时间相差不大的一系列弛豫运动提供的，弥 散区域 i i  被展宽， P (t) r 为弛豫时间 i  不等的各个极化分量 P (t) ri 的 加 权和， i i Pr (t) = Pri(t)A

设在一定温度下，电介质材料有N种按不同比例分布的弛豫时间常数t（i=12....N），则弛豫函数为各弛豫函数的送加：Ne~f(t)=HT其中A为权重系数，小于1，且归一化，之4=1，表示时间常=l数出现的几率。ap1riPP,(t) = EoX re, Ee-/,ratTiaperE80Xreatti

设在一定温度下，电介质材料有 N 种按不同比例分布的 弛豫时间常数 i  （i= 1,2,.N），则弛豫函数为各弛豫函数 的迭加：   t N i i i e A f t − = =  1 ( ) 其中 Ai为权重系数，小于 1，且归一化， 1 1  = = N i Ai ，表示时间常 数 i  出现的几率。 ri i ri P t P  1 = −   i t Pri t reiEe    − = 0 ( ) i t i rei ri E e t P     − = −   1 0

若E为正弦变电场，则上述微分方程的解为：CoXreiP,(0)=E1+iot,弛豫极化强度为：CoXrerA人P,(O)=EP,(o)A,=Z1+iOt总极化强度为：XreiA)E=8x,(0)EP(0)=80(X+21+iot,复极化率为：XreiAZx,(0) = X. +-1+iot

若 E 为正弦变电场，则上述微分方程的解为： E i P i rei ri     + = 1 ( ) 0 弛豫极化强度为： E i A P P A i i rei i i r  ri i  + = =      1 ( ) ( ) 0 总极化强度为： E E i A P r i i rei i ) ( ) 1 ( ) ( 0  0          = + = + 复极化率为：  + =  +  i i rei i r i A      1 ( )

假设不同弛豫时间的一系列弛豫极化具有相同的宏观极化率Xre，则：-)E=%x,(0)EP(0)=(X+xrE1+iotAx =Xa +xn21+1ot,则复介电常数刻表示为：6,(0)=6. +(6,-6.)Z1+iOt实部：6,(0)=8+(c,-6)1-1+it,OTi虚部: c,(o)=(s,-8)>1+iot

假设不同弛豫时间的一系列弛豫极化具有相同的宏观极化率  re ， 则： 0 0 ( ) ( ) ( ) 1 i re r i i A P E E i          = + =  +   + =  +  i i i r re i A     1 则复介电常数刻表示为： + =  + −   i i i r s i A       1 ( ) ( ) 实部：  + =  + −  i i i r s i A       1 ( ) ( ) ' 虚部：  + = −  i i i r s i      1 ( ) ( )