材料物理 笔记-8

原内容请参考哈尔滨工业大学何飞教授：https://www.bilibili.com/video/BV18b4y1Y7wd/?p=12\&spm_id_from=pageDriver\&vd_source=61654d4a6e8d7941436149dd99026962

或《材料物理性能及其在材料研究中的应用》（哈尔滨工业大学出版社）

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文章目录

• • 交变电场下的平板电容器
  • • 理想情况
    • [当极板间嵌入相对介电常数 ϵ r \epsilon_r ϵr的理想电介质的情况](#当极板间嵌入相对介电常数 ϵ r \epsilon_r ϵr的理想电介质的情况)
    • 实际电介质材料情况
    • • [导电电流 G U GU GU产生的原因](#导电电流 G U GU GU产生的原因)
      • [实际电介质充电时的总电流 I I I](#实际电介质充电时的总电流 I I I)
      • [实际电介质充电时的总电流密度 J J J](#实际电介质充电时的总电流密度 J J J)
    • 实际电介质充电、损耗和总电流的矢量关系
  • 复介电常数
  • • 真实的电介质平板电容器的总电流
    • 复介电常数的定义
    • [总电流 I I I的复介电常数形式表示](#总电流 I I I的复介电常数形式表示)
  • 介质损耗
  • • 基本概念
    • 损耗角正切
    • 损耗角正切的电导分量表示
    • 损耗角正切的物理属性
  • [品质因数 Q Q Q](#品质因数 Q Q Q)
  • 介质损耗的形式
  • • 电导损耗（漏电损耗）
    • 极化损耗
    • 电离损耗（游离损耗）
    • 结构损耗
    • 宏观结构不均匀的介质损耗
  • 介质弛豫
  • • 交变电场下的电介质极化存在频率响应的原因
    • 弛豫时间
    • 弛豫极化强度
    • [极化强度 P P P](#极化强度 P P P)
  • 德拜方程
  • 介质损耗的影响因素分析（结合德拜方程）
  • • 频率的影响
    • • [不同极化机制由于 τ \tau τ不同，在不同 ω \omega ω下，各种极化机制对频率的相应不同](#不同极化机制由于 τ \tau τ不同，在不同 ω \omega ω下，各种极化机制对频率的相应不同)
    • 温度的影响
  • 介电强度
  • • 介质击穿
    • 介电强度
    • 介电强度的影响因素
    • 常见电介质的介电强度
  • 电介质击穿的机制
  • • 热击穿
    • 电击穿
    • 化学击穿
  • 影响电介质击穿强度的因素
  • • 介质的不均匀性
    • 材料中气泡的作用
    • 材料表面状态及边缘电场
    • • 固体介质的表面放电
      • 边缘电场

交变电场下的平板电容器

当电介质受到交变电场作用时，随着电场交变频率的增加，极化强度将落后于交变电场的变化，并总有部分电能转化为热能，从而使介质发热。

理想情况

在平板电容器两端施加角频率一定的交流电压，此时在电极上会出现周期性变化的电荷量。

• 平板真空电容器的电容： C 0 = ϵ 0 S d C_0=\epsilon_0\frac{S}{d} C0=ϵ0dS
• 角频率为 ω = 2 π f \omega=2\pi f ω=2πf交流电压： U = U 0 e i ω t U=U_0e^{i\omega t} U=U0eiωt
• 根据 Q = C 0 U Q=C_0U Q=C0U，回路电流 I c I_c Ic为：
  I c = d Q d t = d C 0 U 0 e i ω t d t = i ω C 0 U 0 e i ω t = i ω C 0 U I_c=\frac{\mathrm{d}Q}{\mathrm{d}t}=\frac{\mathrm{d}C_0U_0e^{i\omega t}}{\mathrm{d}t}= i\omega C_0U_0e^{i\omega t}=i\omega C_0U Ic=dtdQ=dtdC0U0eiωt=iωC0U0eiωt=iωC0U

I c I_c Ic在此处也称为电容电流（位移电流），是给电容器充电的电流。不产生热效应或化学效应，从式中可以看到，电容电流 I c I_c Ic超前外加电压 U U U的相位90° 。这是一种非消耗性的电流。

当极板间嵌入相对介电常数 ϵ r \epsilon_r ϵr的理想电介质的情况

将 C = ϵ r C 0 C=\epsilon_rC_0 C=ϵrC0代入可得：
I ′ = d Q d t = d ( ϵ r C 0 U ) d t = ϵ r ⋅ i ω C 0 U = ϵ r I c = i ω C U I'=\frac{\mathrm{d}Q}{\mathrm{d}t}=\frac{\mathrm{d}(\epsilon_rC_0U)}{\mathrm{d}t}=\epsilon_r\cdot i\omega C_0U=\epsilon_rI_c=i\omega CU I′=dtdQ=dtd(ϵrC0U)=ϵr⋅iωC0U=ϵrIc=iωCU

即嵌入电介质后的电流 I ′ I' I′的相位仍超前于电压 U U U的相位90° 。此时仍可将这一过程看作是未消耗能量 的情况。

实际电介质材料情况

• 实际材料的非理想因素：存在漏电等能量损耗因素。
• 将实际的电介质嵌入平板电容器，并施加交变电压 U U U，此时电容电流与电压的相位差不再是90°。
• 电导分量 G U GU GU：
  实际电介质充电时，除了存在电容电流 I c I_c Ic以外，还存在源于电荷运动的、与电压同相位的电导分量 G U GU GU。

G G G为电导，即 G = 1 R = 1 ρ d S = σ S d G=\frac{1}{R}=\frac{1}{\rho\frac{d}{S}}=\sigma\frac{S}{d} G=R1=ρSd1=σdS。根据欧姆定律，电导分量 G U GU GU实际就是导电电流 。

导电电流 G U GU GU产生的原因

实际电介质充电存在充电电流 I c I_c Ic和导电电流 G U GU GU。导电电流主要由弱导电性引起的漏电电流 I d c I_{\mathrm{dc}} Idc【漏电】和弱束缚电荷在弛豫极化时引起的极化电流 I a c I_{\mathrm{ac}} Iac【弛豫极化】组成。因此电导分量 G U GU GU是弱导电性引起的漏电电流 I d c I_{\mathrm{dc}} Idc和弱束缚电荷在弛豫极化时引起的极化电流 I a c I_{\mathrm{ac}} Iac的矢量和 。

实际电介质充电时的总电流 I I I

令 σ ∗ = i ω ϵ 0 ϵ r + σ = i ω ϵ + σ \sigma^*=i\omega\epsilon_0\epsilon_r+\sigma=i\omega\epsilon+\sigma σ∗=iωϵ0ϵr+σ=iωϵ+σ为复电导率 。总电流可写为：
I = σ ∗ S d U I=\sigma^*\frac{S}{d}U I=σ∗dSU

实际电介质充电时的总电流密度 J J J

I = σ ∗ S d U ⇒ J = σ ∗ E I=\sigma^*\frac{S}{d}U\Rightarrow J=\sigma^*E I=σ∗dSU⇒J=σ∗E

实际电介质充电、损耗和总电流的矢量关系

复介电常数

真实的电介质平板电容器的总电流

I = I c + I t = I c + ( I d c + I a c ) I=I_c+I_t=I_c+(I_{\mathrm{dc}}+I_{\mathrm{ac}}) I=Ic+It=Ic+(Idc+Iac)

• I c I_c Ic：充电时造成的电流
• I a c I_{\mathrm{ac}} Iac：真实电介质极化时的极化电流
• I d c I_{\mathrm{dc}} Idc：真实电介质漏电电流

与位相呈90°的 I c I_c Ic不存在能量消耗。

由于 I d c I_{\mathrm{dc}} Idc和 I a c I_{\mathrm{ac}} Iac的存在，总电流 I I I超前电压 U U U的相位为 ( 90 ° − δ ) (90°-\delta) (90°−δ)，其中 δ \delta δ为介质损耗角 。

复介电常数的定义

ϵ ∗ = ϵ ′ − i ϵ ′ ′ ϵ r ∗ = ϵ r ′ − i ϵ r ′ ′ \epsilon^*=\epsilon'-i\epsilon''\\ \epsilon_r^*=\epsilon_r'-i\epsilon_r'' ϵ∗=ϵ′−iϵ′′ϵr∗=ϵr′−iϵr′′

式中， ϵ ′ \epsilon' ϵ′为实数部分，表示无能量损耗。 ϵ ′ ′ \epsilon'' ϵ′′为虚数部分，对应能量损耗部分。

总电流 I I I的复介电常数形式表示

• 第一项( i ω ϵ r ′ C 0 U i\omega\epsilon_r'C_0U iωϵr′C0U)：电容充放电过程，无能量损耗 。用相对介电常数的实数部分 ϵ r ′ \epsilon_r' ϵr′描述。
• 第二项( ω ϵ r ′ ′ C 0 U \omega \epsilon_r''C_0U ωϵr′′C0U)：与电压同相位 ，对应能量损耗的部分。用相对介电常数的虚数部分 ϵ r ′ ′ \epsilon_r'' ϵr′′描述。 ϵ r ′ ′ \epsilon_r'' ϵr′′称为相对损耗因子 ， ϵ ′ ′ = ϵ 0 ϵ r ′ ′ \epsilon''=\epsilon_0\epsilon_r'' ϵ′′=ϵ0ϵr′′称为介质损耗因子 。

介质损耗

基本概念

电介质在电场作用下，在单位时间内，由于介质导电和介质极化的滞后效应而消耗掉的能量 ，称为介质损耗（或称为介电损耗）。

损耗角正切

tan ⁡ δ = 损耗项 电容项 = ϵ ′ ′ ϵ ′ = ϵ r ′ ′ ϵ r ′ \tan\delta=\frac{损耗项}{电容项}=\frac{\epsilon''}{\epsilon'}=\frac{\epsilon_r''}{\epsilon_r'} tanδ=电容项损耗项=ϵ′ϵ′′=ϵr′ϵr′′

损耗角正切是一个无量纲量，是每个周期内介质损耗的能量与其存储能量之比 。表示存储电荷所要消耗的能量大小 。 tan ⁡ δ \tan\delta tanδ的值越小，表明介质材料中单位时间内损失的能量越小 ，即介质损耗越小。

综上可得，介质损耗由 ϵ ′ ′ \epsilon'' ϵ′′引起，电容电流由 ϵ ′ \epsilon' ϵ′引起 。 ϵ ′ \epsilon' ϵ′就相当于所测得的介电常数 ϵ \epsilon ϵ。

损耗角正切的电导分量表示

I = I c + G U = i ω C U + G U ⇒ tan ⁡ δ = G U ω C U = σ ( S d ) U ω ϵ ( S d ) U = σ ω ϵ I=I_c+GU=i\omega CU+GU\\ \Rightarrow \tan\delta=\frac{GU}{\omega CU}=\frac{\sigma(\frac{S}{d})U}{\omega \epsilon(\frac{S}{d})U}=\frac{\sigma}{\omega \epsilon} I=Ic+GU=iωCU+GU⇒tanδ=ωCUGU=ωϵ(dS)Uσ(dS)U=ωϵσ

损耗角正切的物理属性

tan ⁡ δ \tan\delta tanδ是一个与频率、温度、材料原子尺度结构等有关的复杂函数，表示存储电荷要消耗的能量大小 。

品质因数 Q Q Q

品质因数用来反映电容的充放电效率，是损耗角正切的倒数：
Q = ( tan ⁡ δ ) − 1 Q=(\tan\delta)^{-1} Q=(tanδ)−1

• 高频绝缘条件下， Q Q Q越高越好。

介质损耗的形式

电导损耗（漏电损耗）

弱联系带电粒子在电场中运动。

极化损耗

弱束缚电荷极化引起的能量损耗。

电离损耗（游离损耗）

含有气孔的固体电介质，当外加电场强度超过气孔气体电离所需的电场强度时，由于气体电离吸收能量而引起的损耗。

结构损耗

在高频电场和低温条件下，与介质内部结构的紧密度密切相关的介质损耗。若某些因素造成内部结构松散，则结构损耗会增加。

宏观结构不均匀的介质损耗

实际材料内部中存在不均匀相（如晶相、气相、玻璃相等），各相的介电性质不同，引起介质的电场分布不均匀。局部较高的电场强度，则引起较高的损耗。

介质弛豫

交变电场下的电介质极化存在频率响应的原因

只有电子位移极化可认为是瞬时立即完成的，其他极化都需要时间。因此在交变电场下，电介质的极化存在频率响应的问题。即电介质在交变电场作用下的极化会受到交变电场频率的影响。

弛豫时间

不同的微观机制对频率的响应不同，在交变电场下，电介质通常发生弛豫 现象。一般把电介质完成极化所需要的时间称为弛豫时间 τ \tau τ。

弛豫极化强度

当在一个电介质样品上施加电场时，电介质瞬间产生一个极化强度 P 0 P_0 P0， P 0 P_0 P0与时间无关。随着时间的延长，极化强度 P P P还会继续增大，这个与时间有关的极化强度 P r ( t ) P_r(t) Pr(t)称为弛豫极化强度 。 P r ( t ) P_r(t) Pr(t)随着时间的延长而逐渐增大，最终达到稳定值 P r ∞ P_{r\infty} Pr∞，此时极化达到平衡。

极化强度 P P P

P = P 0 + P r ( t ) P=P_0+P_r(t) P=P0+Pr(t)

• P 0 : 瞬时极化强度 P_0:瞬时极化强度 P0:瞬时极化强度
• P r ( t ) : 弛豫极化强度 P_r(t):弛豫极化强度 Pr(t):弛豫极化强度

当时间足够长时，弛豫极化达到平衡，此时的极化强度为： lim ⁡ t → ∞ P = P ∞ \lim_{t\rightarrow \infty}{P}=P_{\infty} limt→∞P=P∞。

德拜方程

在交变电场作用下，电介质的介电常数 与电场频率 ω \omega ω和弛豫时间 τ \tau τ有关，可用德拜方程进行描述（分别包括复介电常数 、复介电常数的实数部分 、复介电常数的虚数部分 、损耗角正切 ）：
{ ϵ r ∗ = ϵ r ∞ + ϵ r s − ϵ r ∞ 1 + i ω τ ϵ r ′ = ϵ r ∞ + ϵ r s − ϵ r ∞ 1 + ω 2 τ 2 ϵ r ′ ′ = ( ϵ r s − ϵ r ∞ ) ω τ 1 + ω 2 τ 2 tan ⁡ δ = ( ϵ r s − ϵ r ∞ ) ω τ ϵ r s + ϵ r ∞ ω 2 τ 2 \left\{ \begin{aligned} \epsilon_r^*=\epsilon_{r\infty}+\frac{\epsilon_{rs}-\epsilon_{r\infty}}{1+i\omega\tau}\\ \epsilon_r'=\epsilon_{r\infty}+\frac{\epsilon_{rs}-\epsilon_{r\infty}}{1+\omega^2\tau^2}\\ \epsilon_r''=(\epsilon_{rs}-\epsilon_{r\infty})\frac{\omega\tau}{1+\omega^2\tau^2}\\ \tan \delta=\frac{(\epsilon_{rs}-\epsilon_{r\infty})\omega\tau}{\epsilon_{rs}+\epsilon_{r\infty}\omega^2\tau^2} \end{aligned} \right. ⎩ ⎨ ⎧ϵr∗=ϵr∞+1+iωτϵrs−ϵr∞ϵr′=ϵr∞+1+ω2τ2ϵrs−ϵr∞ϵr′′=(ϵrs−ϵr∞)1+ω2τ2ωτtanδ=ϵrs+ϵr∞ω2τ2(ϵrs−ϵr∞)ωτ

式中：
ω : 电场频率 τ : 弛豫时间 ϵ r s : 静态或低频下的相对介电常数 ϵ r ∞ : 光频或超高频下的相对介电常数 \omega:电场频率\\ \tau:弛豫时间\\ \epsilon_{rs}:静态或低频下的相对介电常数\\ \epsilon_{r\infty}:光频或超高频下的相对介电常数 ω:电场频率τ:弛豫时间ϵrs:静态或低频下的相对介电常数ϵr∞:光频或超高频下的相对介电常数

*对于某一电介质来说，在低频或超高频下， ϵ r s \epsilon_{rs} ϵrs和 ϵ r ∞ \epsilon_{r\infty} ϵr∞都是常数 。因此影响介电性能参数性能的关键便是 ω \omega ω和 τ \tau τ。但要注意，弛豫时间 τ \tau τ实际是由温度来决定的，温度越高，极化越容易进行，因此弛豫时间越短。因此温度是通过影响弛豫时间 τ \tau τ从而影响介电常数的。因此实际分析中往往直接分析温度 和频率 对电介质极化的影响。

介质损耗的影响因素分析（结合德拜方程）

频率的影响

1. 当 ω \omega ω很小时，也就是 ω → 0 \omega \rightarrow 0 ω→0时，各种极化机制均跟得上电场的变化，不存在极化损耗 。对 tan ⁡ δ \tan\delta tanδ来说，根据 tan ⁡ δ = σ ω ϵ \tan\delta=\frac{\sigma}{\omega\epsilon} tanδ=ωϵσ的关系，可知 tan ⁡ δ → ∞ \tan\delta\rightarrow\infty tanδ→∞。介质损耗主要由电介质的漏电 引起，与频率无关 。此时 ϵ r ∗ = ϵ r ′ = ϵ r s    ,    ϵ r ′ ′ = 0    ,    tan ⁡ δ → ∞ \epsilon_r^*=\epsilon_r'=\epsilon_{rs}\;,\;\epsilon_r''=0\;,\;\tan\delta\rightarrow \infty ϵr∗=ϵr′=ϵrs,ϵr′′=0,tanδ→∞。
2. 当 ω \omega ω增加到某一值时，弛豫极化跟不上电场变化，随着 ω \omega ω增加， ϵ r \epsilon_r ϵr减小。在这一频率范围内，由于 ω τ < < 1 \omega\tau<<1 ωτ<<1**，此时** tan ⁡ δ \tan\delta tanδ随着 ω \omega ω的增大而增加。
3. 当 ω \omega ω很高时，弛豫极化完全跟不上电场频率的变化， ϵ r → ϵ r ∞ \epsilon_r\rightarrow \epsilon_{r\infty} ϵr→ϵr∞， ϵ r \epsilon_r ϵr趋向最小值 。当 ω τ > > 1 \omega\tau>>1 ωτ>>1时， tan ⁡ δ \tan\delta tanδ减小 。若 ω → ∞ \omega\rightarrow \infty ω→∞， tan ⁡ δ → 0 \tan\delta\rightarrow0 tanδ→0。
4. 当 ω τ = 1 \omega\tau=1 ωτ=1时， tan ⁡ δ \tan\delta tanδ具有最大值 ，对应的极值点频率 ω m \omega_m ωm满足： ω m = 1 τ ϵ r s ϵ r ∞ \omega_m=\frac{1}{\tau}\sqrt{\frac{\epsilon_{rs}}{\epsilon_{r\infty}}} ωm=τ1ϵr∞ϵrs 。

不同极化机制由于 τ \tau τ不同，在不同 ω \omega ω下，各种极化机制对频率的相应不同

从图中可见，

在极高频率下，弛豫时间长的极化机制来不及响应，对总的极化强度没有贡献，只有电子位移极化 起到作用。
原子或离子极化机制 所引起的极化，通常在 1 0 12 − 1 0 13 10^{12}-10^{13} 1012−1013Hz，即红外光频段出现。

之后在 1 0 2 − 1 0 11 10^2-10^{11} 102−1011Hz频段内，频率从高到低分别对应着弛豫极化 和偶极子取向极化 等极化机制，通常室温 下对于陶瓷或玻璃材料 ，偶极子取向极化****是最重要的极化机制 ，空间电荷极化 只发生在低频下。

温度的影响

温度对弛豫极化的影响是通过影响弛豫时间 τ \tau τ来实现的。随着温度的升高 ，离子移动更为容易，弛豫极化更容易发生 ，弛豫时间 τ \tau τ降低 。

1. 当温度很低 时， τ \tau τ较大，此时 ω 2 τ 2 > > 1 \omega^2\tau^2>>1 ω2τ2>>1， tan ⁡ δ ∝ 1 ω τ \tan\delta\propto \frac{1}{\omega\tau} tanδ∝ωτ1， ϵ r ′ ∝ 1 ω 2 τ 2 \epsilon_r'\propto \frac{1}{\omega^2\tau^2} ϵr′∝ω2τ21。温度升高， τ \tau τ减小， ϵ r ′ \epsilon_r' ϵr′和 tan ⁡ δ \tan\delta tanδ都增加。
2. 当温度较高 时， τ \tau τ较小，此时 ω 2 τ 2 < < 1 \omega^2\tau^2<<1 ω2τ2<<1，温度升高， τ \tau τ减小，则 tan ⁡ δ \tan\delta tanδ减小，并在 T m T_m Tm处存在极大值。
3. 当温度很高 时，离子振动 很大，离子迁移受热振动阻碍增大 ，极化减弱 ， ϵ r ′ \epsilon_r' ϵr′减小 。由于电导 急剧上升，故 tan ⁡ δ \tan\delta tanδ再次增大 。

介电强度

介质击穿

当电场强度超过某一临界值时，介质由介电状态变为导电状态 。这种现象称为介电强度的破坏 ，或叫做介质的击穿 。

介电强度

介质击穿时，相应的临界电场强度 称为介电强度，即一种介电材料在不发生击穿或者放电的情况下承受的最大电场：
E max ⁡ = ( U d ) max ⁡ E_{\max}=(\frac{U}{d})_{\max} Emax=(dU)max

可以发现，所谓的介电强度是单位厚度下所能够承受的电压值 ，是电场强度的最大值 。

物质的介电强度越大，作为绝缘体 的质量越好。

介电强度的影响因素

1. 介电强度依赖于材料的厚度 d d d，厚度减小，介电强度增加。
2. 介电强度还与环境温度和气氛、电极形状、材料表面状态、电场频率和波形、材料成分和孔隙、晶体各向异性，非晶态结构等因素有关。

常见电介质的介电强度

一般情况下，凝聚态绝缘体的击穿电场范围约为 1 × 1 0 5 − 5 × 1 0 6    V / c m 1\times 10^5 - 5\times 10^6\;\mathrm{V/cm} 1×105−5×106V/cm。

有机高分子材料 （如环氧树脂、聚苯乙烯、硅橡胶等），都具有较高的介电强度，因此这些材料常作为绝缘保护层 使用。能够在高电场强度下使用。

电介质击穿的机制

热击穿

处于电场中的介质，由于其中的介质损耗而产生热量 ，即电势能转换为热量 。当外加电压足够高 时，就可能从散热与发热的热平衡状态转入不平衡状态 。若发出的热量比散去的多，介质温度将越来越高，直至出现永久性损坏，发生热击穿。

电击穿

固体 介质在强电场 的作用下，内部少量可自由移动的载流子 剧烈运动，与晶格上的原子发生碰撞使其电离 ，并迅速发生连锁反应产生大量的自由电子，而导致击穿。这个过程往往是瞬间完成 的。

化学击穿

因绝缘材料 长期运行在高温、高电压、潮湿或腐蚀性气体环境下引起的，主要有热化学击穿 和电化学击穿 两种形式。

一方面，在交变电场下，有时材料中会发生电还原作用，使材料的电导损耗急剧上升，最后由于强烈的发热而成为热击穿 ；另一方面，若电介质中存在封闭气孔，气体在高压电场的作用下发生电离放电并放出热量，产生的热量可能引起金属氧化物的金属离子还原成金属原子，使电导大大增加，电导的增加反过来又加速电介质的强烈发热，从而发生电化学击穿 。

影响电介质击穿强度的因素

介质的不均匀性

电介质为不均匀介质，有晶相、玻璃相和气孔存在，这使电介质的击穿性质与均匀材料不同。

以双层介质为例：

双层介质各层内的电场强度为：
{ E 1 = σ 2 ( d 1 + d 2 ) σ 1 d 2 + σ 2 d 1 × E E 2 = σ 1 ( d 1 + d 2 ) σ 1 d 2 + σ 2 d 1 × E \left\{ \begin{aligned} E_1=\frac{\sigma_2(d_1+d_2)}{\sigma_1d_2+\sigma_2d_1}\times E\\ E_2=\frac{\sigma_1(d_1+d_2)}{\sigma_1d_2+\sigma_2d_1}\times E \end{aligned} \right. ⎩ ⎨ ⎧E1=σ1d2+σ2d1σ2(d1+d2)×EE2=σ1d2+σ2d1σ1(d1+d2)×E

两层电介质电场强度的差异主要体现在电导率 σ \sigma σ上。电导率小的介质承受场强高 ，电导率大的介质承受场强低 。如果 σ 1 \sigma_1 σ1与 σ 2 \sigma_2 σ2相差甚大，则必然使其中一层的场强远大于平均电场强度，从而导致这一层可能优先击穿，而后一层也将击穿。这表明材料组织结构的不均匀性可能引起击穿强度的下降 。

材料中气泡的作用

材料中含有气泡时，气泡的介电常数和电导率很小，因此，加上电压后气泡上的电场较高。而气泡本身的介电强度比固体介质要低得多（一般空气的 E max ⁡ ≈ 33    k V / c m E_{\max}\approx 33\;\mathrm{kV/cm} Emax≈33kV/cm，陶瓷的 E max ⁡ ≈ 80    k V / c m E_{\max}\approx80\;\mathrm{kV/cm} Emax≈80kV/cm）。所以首先气泡击穿，引起气体放电或电离，产生大量的热，容易引起整个介质的击穿。由于在产生热量的同时，形成相当高的内应力，材料也容易丧失机械强度而被破坏，将这种击穿称为电-机械-热击穿 。

材料表面状态及边缘电场

固体介质的表面放电

属于气体放电 。固体介质常处于周围气体媒质中，击穿时常发现介质本身并未击穿，但有火花掠过其表面 ，即发生表面放电 。这是由于：

① 电介质由于介电常数大、表面吸潮等原因，引起空间电荷极化，使表面电场畸变，降低表面击穿电压；

② 电介质与电极接触不好，引起表面击穿电压降低；

③ 电场频率升高，引起击穿电压降低。

边缘电场

电极边缘常发生电场畸变 ，使边缘局部电场强度升高 ，导致击穿电压的下降。