导电聚合物电磁屏蔽性能的测试方法外文翻译资料

 2022-09-02 21:06:26

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导电聚合物电磁屏蔽性能的测试方法

摘要：包含各种导电填料的共混物的屏蔽性能已经被测试出来,包括在近场使用双腔盒方法和在远场用传输线夹具测量。尽管所有的测试样都满足近似经典良导体，但在1 MHz到3 GHz范围内，从薄电（厚度＜表层深度）到厚电（厚度＞表层深度）出现交叉现象。学术界当前通用的同时对近场和远场屏蔽的理论关系并不能十分精确的描述这个交叉现象。我们已经推导出可以精确描述这种现象的数学表达式。我们测试了纯有机复合材料，如一些导电聚合物、聚苯胺分散在热塑性基体中的复合材料。它们在1 GHz下，远场屏蔽性能高达70 dB。

1.前言

材料的屏蔽效率（SE）被定义为入射功率与透过功率的比值。可以通过下列公式求出的：

（1）

公式中Pi为入射功率，P0是透过功率。因为电磁波能量与电场强度平方成正比，因此电磁屏蔽强度也可以写成：

（2)

公式中Ei是入射场强，E0为透过场强。据估计，为了满足商业应用的FCC的B等级要求，材料的屏蔽效率约大于40 dB才能足够用于电子产品防护。军事应用的要求更高，在80 dB到100 dB。但是我们需要强调一点，这些数据只是作为选择或筛选候选材料的指南。最后的确定仍需要根据单个设备的制造和现场检测，还有与外壳的组合。

在讨论屏蔽问题的时候，两种不同的开放环境需要分别对待：近场和远场（或者平面波）。当从源到屏蔽体的距离小于自由空间中波长的六分之一时，就会被屏蔽，辐射是由源场的低级多极组分控制的，还有众所周知的近场限制。在这个限制中，电场和磁场能够有效地解耦，因此我们可能专注于高低阻抗波的独特行为（波的阻抗定义为电场强度E与磁场强度H的比值）。携带高频电流的长直导线会引起明显的电偶极辐射（高阻抗波）。同时当在小的圆形钢丝套圈时，相同的电流会发射出明显的磁偶极辐射（低阻抗波）。随着源到屏蔽体的距离增加，两种分离的特性会逐渐合并（或等价地，随着源频率的增加）。远场限制是由源到屏蔽体距离大于自由空间波长的条件决定的。在这个限制下，不依赖于有具体几何形状的源，辐射约等于平面波，另外它的阻抗是由自由空间的阻抗产生的，。也就是自由空间的磁导率。Epsilon;0= 107/(4pi;C2) F/m也就是自由空间的介电常数。C= 2.998times;108.m/s，也就是光速。

这这份报告中，我们将应用理论上推导出来的远近场屏蔽关系去测量均匀分散着导电填料的热塑性塑料混合物的性能。我们的混合物将由聚合物基体，聚氯乙烯或尼龙组成，并混合一种本征导电聚合物（ICP），本次试验使用聚苯胺。这种本征导电聚合物取决于聚合物基体，特别是导电率在1到105S/Cm[1].先前的对本征导电聚合物的电磁屏蔽性能测试已经有了成功的希望，但是应用的前景不仅受到环境稳定性的限制，还由于导电聚合物在导电形式下不熔融限制了其应用[2]。我们熔融可加工热塑性塑料混合物，聚氯乙烯和聚苯胺，的电导率高达20S/Cm。在这个范围的导电率是比那些含有炭黑的导电率有更高的数量级，足以提供一个高级别的电磁屏蔽性能（远大于40 dB）。对薄片的透射电镜和对断口表面的扫描电镜揭示了很大一部分聚苯胺在共混物中以极细的球形粒子形态分散，直径在50~200nm。这些细微粒链在一起给较大的聚苯胺颗粒之间提供导电链，从而使其有相对统一的导电率，尤其是与填充金属纤维的复合材料相比。聚苯胺混合物的成型并没有出现绝缘表面（填充片状金属或导电纤维的样品特有性质）。

2.远场屏蔽理论

均匀导电片的厚度d和导电率sigma;计算平面电磁波辐射的电磁屏蔽性能是直截了当的，即使有点冗长，但在经典电磁理论中也是有效地。这个问题在以前遭到使用类似两线制传输的人的质疑。这个方法推导的公式十分繁琐，且仅适用于厚度屏蔽[3]。与其使用这个方法，我们不如假设当辐射是垂直入射在导电片上时，那么入射波电场强度为：

(3)

k = 2pi;/lambda; 也就是辐射波矢量 omega; = 2pi;f= ck，也就是角频率Z是从平板表面开始的距离；c是时间。我们应用波对平板的每个表面反射和透射的边界条件，通过计算传输场强的增幅与入射场强的比值得出关于屏蔽的表达式，然后插入到结果（2）。通过假设，最终的表达式近似简化后的经典“良导体”。 对于我们的目的而言，这是一个贯穿这个利益频率范围的极好近似值。例如，即使sigma;低到0.1S/cm，频率为1GHZ，还是102的数量级。使用这个近似值，作为sigma;,omega;,d的功能的远场屏蔽效率由下式得出：

(4)

式中：是导体的“透入深度”。透入深度是衡量辐射穿透材料内部的深度（强度减少到初始强度的1/e）。

本报告中审查的材料的固体电导率范围是0.1 S/cm-10 S/cm。在这些情况下，表达式（4）在兆赫兹到千兆赫兹的频率范围内有两个利益限制。根据频率是否高于或低于在厚度d等于透入深度delta;时的频率，这些限制可以近似认为是表达式（4）。交叉频率omega;c 是由表达式（5）决定d =delta;时的频率：

(6)

频率远低于omega;c，（微弱的电磁屏蔽例子，d＜＜6），（4）式不再依赖于频率并且减少为：

(7)

或者我们按照体电导率U和表面电阻率RS=1/(sigma;d) 将表达式转换。在低频率，这个表达式提供了一种从屏蔽的测量价值计算样品交流电体导电率的方法。从（7）式知

对于频率远超过omega;c， 当层厚度远大于投入深度，d＞＞6，表达式4将减少到极值表达式：

(8)

表达式中右边第一项是由层的正反面反射入射波对屏蔽的贡献。第二项代表着波穿过层时的衰减。在高频率下（大于2omega;c ），第二项做主要贡献，另外，屏蔽效率随频率单调上升。

3.远场屏蔽测试

测量在远场极限下的导电材料层的电磁屏蔽效率，原则上只需要在平面波源和适当的探测器之间有个人干扰测试材料。在20世纪70年代后期由巴特尔国家实验室提出了一种巧妙测试小样品的方法。这种方法式基于一系列平面波面以TEM模式传播的内在波导。巴特尔专利测试单元设计使用一种包含一对共轴圆柱的波导，因此需要将样品加工成圆环。样品的内径和外径表面都涂有银色漆，以确保良好的电气接触。这个过程需要严格的获取好的数据保证。这个被报道的尺寸是我们使用由斯泰克公司会同惠普HP 8753A网络分析仪与HP85046A/B S 参数测试集提供的同轴测试单元获得的。这个测试单元容纳一个外径为10 cm，并带有4 cm的同轴孔的环形样品。样品厚度通常为3.2 mm。

我们测量了一定数量的导电共混物样品的远场电磁屏蔽性能，其中体电导率在0.1~10 S/cm的复合材料为代表。具有代表性体电导率的四个样品的远场屏蔽效率数据与不锈钢纤维填充样品性能的比较在图一中展现。这些数据展现出我们在理论讨论中预期的行为：在达到某一极限频率之前，电磁屏蔽效率对频率是独立。在极限频率之后，它随频率增加而增加。通过方程7可以用低频屏蔽数据来确定样品体电导率（即我们的共混物在频率小于大约10兆赫）。我们拿这种计算结果与表一中两种不同方法测试（一线四点法和范德堡法）出来的直流导电率相比较。纵使任意给定的测量测量值有plusmn;5％的精度差，两种直流电导率测试方法测试均一电导率的样品应给出相同值，但与我们预计结果不同，在样品表面附近或者其他导电率不均匀的样品导电率低。采用1mm探针间距的一线四点法在表面附近增加重量，而范德堡法则是均匀增加重量。从屏蔽数据得出的体电导率与传统直流电导率的一致性总的来说是很好的。用小探针做一个不锈钢纤维样品的电气接触是十分困难，这致使一线四点法无法完美测试电导率。这个样品显然是在表面和整体之间纤维分布不均。

使用表一中四个样品的导电率得出的4式中四个部分（由低频率屏蔽数据决定）和他们各自的厚度与实际测量的电磁屏蔽的对比在表二中展现。在低频率下这些 曲线与图一中的数据完全一致。但是在高频率下，上面的两条曲线（如#4和#10）的电磁屏蔽与4式预测的相比，随频率增加，实际测量拥有更加迅速的增长。虽然这种偏差在较低的两条线的(#7 和#9)完全相反，但这个例子的偏差时微小的，而且这似乎是由于向下倾斜的基线，这可能是有瑕疵的电气接触到不良导电率的样品的结果。因为样品的组成与测量的屏蔽性能与简单电磁理论预测的偏差程度之间不存在明显的联系，所以我们必须假定偏差时是由混合过程中某个方面导致，这个方面影响导电粒子数量，这些导电粒子关系着电性连接。(逾渗)。

来自简单电磁理论预测的测量屏蔽效率的偏差可以被看做是由样品体电导率对频率的依赖性引起的。事实上，依赖于频率的导电性是期望成导电材料随机分散在绝缘材料中，并且这成为相当多的研究对象。特别是，近期一直大量实验采用最新发展技术的逾渗理论修复这一问题[8-10]。对于导电复合材料，这个理论认为存在一个受减少的导电组分的浓度决定的频率，超过这个频率，导电性就会随频率指数型增长：sigma;-omega;x [8-11].对于这种频率依赖，有两种不同的机制对这种频率依赖有贡献：相连的导电组分团极化[ 12]和在随机组分团中不均匀载流子扩散[13]。定性上讲，它可以理解为在复合材料中分散的导体就像贯穿样品的拥有电阻和电容的链接随机网络。随频率的增加，电导率随频率的增加而增加是源自电容增加。

4.近场屏蔽：理论

导电物质层的近场屏蔽理论探讨比远场含有更多的瑕疵。电磁场在入射屏蔽性质不仅依赖于源和屏蔽层的距离，还依赖于源的几何形状。改变几何形状会改变相对的辐射多级组分的比例，这将改变屏蔽对于频率，导电性和源到屏蔽层的距离的依赖性。此外，在远场屏蔽中弱导电层的厚度也有一定作用。

幸运的是，除了几种特殊几何形状的源，近场屏蔽问题的研究因为场被最低极化贡献控制而极大简化：电磁偶极子辐射。兆赫级的磁偶极子辐射有望因为强度足够低而在绝大多数粒子应用中被忽略。我们的目的是将情况简化，因为在下一节进一步的讨论中用于探测近场屏蔽的技术不允许像在远场例子中一样进行任何类似可能的理论与实验中详细比较。因此这节中我们的目的至少是定性的描述预期的近场屏蔽效率对频率的依赖关系。

文献中我们讨论处理近场屏蔽的两种主要方法。方法一是假设一个特定几何形状的源，然后使用麦克斯韦方程明确的计算出带有或不带有适当的平面场辐射电磁场[14].这种屏蔽效率是由场强使用2式得出的。这种方法比较准确，但是笨重。屏蔽的近似表达式必须以某种方式与实验测量的结果详细的比较得出[15]。这个表达式很难近似于弱电性的样品。

第二种近场屏蔽的方法涉及在屏蔽问题和在传输线路中电磁信号的传送和反射的阻抗失配理论中的正式类比[3].在可比较的极限情况下，此方法得出的结果与那些使用在上文中概述的场方程的结果一致。但是对于我们的目的，传输线路类比是更合适的。这是通过阻抗与被屏蔽波的阻抗相同的平行双线传输线路代替自由空间的方式构造的。在平面波下阻抗是Z=377欧姆。对于电偶极子辐射，波阻抗能被辐射偶极子场的表达式计算出[16]。对于远小于自由空间波长的源场距离，它是由

(9)

此表达式必须慎用，当源到场距离接近六分之一波长，近似值迅速变得不可靠。在传输线路类比中，辐射屏蔽被在传输线路中的一串联阻抗所取代。阻抗屏蔽是复杂的，与屏蔽层的表面阻抗相关。它是由：

(10)

这些定义中，屏蔽性能可以再次通过制定沿线传播中信号传播的反射或透射系数计算。它的一般结果由：

(11)

式中,复杂传播常数

在远场屏蔽中，11式经常在强电屏蔽的极限情况（d/6gt;, 1 , U gt;, Uc下写出的。在这个近似值情况下，11式会变成：

(12)

或

(13)

式中事实是K远大于1.等式右边第一项很容易被解释为屏蔽的反射，第二项是由吸收引起的。频率每增加10，反射屏蔽预计会减少30dB，当然，总共的近场屏蔽绝不会小于远场屏蔽。因为在高频率情况下，当波长变短，近场屏蔽接近作为极限的远场屏蔽。8式的远场屏蔽和13式中的近场屏蔽的近似比较揭示了为什么20 log [c/wr]这个术语在13式中超过8式中的值。只要c/wr＞1或者r＜lambda;/2pi;，这个值是正值。当是近场极限条件，后者的情况立即成立。因此在波长小于2nr，（13）失去有效性，屏蔽由远场表达式（8）表示

像远场屏蔽的情况，对于电薄样品，（11）式接近有不同频率依赖的极限。当在只有几个兆赫兹的情况下，我们感兴趣的那些样品大多数是电薄的。这个极限对我们的解释屏蔽数据十分重要。这通过使逼近K gt;gt; 1, d / 6 lt;lt; 1, and w lt;lt; 0，从11式得出。这就是：

(14)

对比（13）式，此表达式显示频率每增加十或者表面电阻Rs=(1/sigma;d).每增加十，就会降低20 dB。因此

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