9.第八章 它电探方法x.ppt

在电场作用下，当电流通过电子导体与围岩溶液 的界面时，导体内部的电荷将重新分布，自由电子逆 电场方向移向电流流人端，使其等效于电解电池的 “阴极”，在电流流出端则呈现出相对增多的正电荷， 使其等效于电解池的“阳极”。 与此同时，围岩中的带电离子也将在电场作 用下产生相对运动，并分别在“阴极”及“阳极”附 近形成正离子和负离子的堆积，从而使电流的流 人端及流出端的双电层发生了变化。在电流的作 用下，导体的 “阴极” 和“阳极”外双电层电位差 相对于平衡电极电位的变化称为过电位（或超电 压）。 显然，超电压的形成过程就是电极极化过 程，在供电过程中，超电压随供电时间的增加 而增大，最后趋于饱和值，当切断供电电流 后，堆积在界面两侧的异性电荷将通过导体和 围岩放电，超电压也将随时间的增加而逐渐减 小，最后完全消失。这时，导体和围岩溶液间 又恢复到供电之前的均匀双电层状态。 2.离子导体激电场的成因 实践表明，除电子导体之外。一般岩石 （即离子导体）也能产生比较明显的激电效 应，虽然关于离子导体的激发极化场的成因 至今尚无统一的解释方法，但大多数学者认 为离子导体的激发极化效应与岩石溶液界面 上的双电层结构有关。 自然界中大多数造岩矿物，其表面总呈 现出负的剩余电价力，因而吸附周围溶液中 的正离子，并在和溶液的接触面上形成了具 有分散结构的双电层。 双电层的固相岩石表面一侧为占有固定 位置的负离子，它们吸引溶液中的正离子， 使液体一侧靠近界面处的正离子不能自由活 动，构成了双电层的紧密区，离界面稍远处 的正离子，由于受到的吸引力较弱，可以平 行界面方向自由移动，构成了双电层的扩散 区。 薄膜极化效应是离子导体激发极化的主要 原因。当岩石颗粒间的孔隙直径和双电层扩散 区的厚度相当时，则整个孔隙皆处于双电层扩 散区内，其中过剩的阳离子吸引负离子而排斥 阳离子。故在外电场作用下，扩散区的阳离子 移动较快，与此同时，由于孔隙中过剩阳离子 的吸引，因而阴离子的移动较慢，我们称这样 的岩石孔隙为阳离子选择带或薄膜。 当电流通过宽窄不同而彼此相联的岩石 孔隙时，由于窄孔隙 (即薄膜)中阳离子的迁 移率大于阴离子的迁移率，而宽孔隙中阴、 阳离子的迁移率几乎相等，于是窄孔隙里的 载流子大都为阳离子。电流将大量阳离子带 走，结果在窄孔隙的电流流出端形成阳离子 的堆积；在电流流入端形成阳离子的不足。 由于窄孔隙对阴离子有一定的阻挡作 用，因此在阳离子堆积和不足的两端，同样 造成阴离子的堆积与不足。这样，沿孔隙方 向便形成了离子浓度梯度，它将阻碍离子的 运动，直至达到平衡为止。 断去外电流之后，由于离子的扩散作 用，离子浓度梯度将逐渐消失，并恢复到原 来状态。与此同时，形成扩散电位，这便是 一般岩石 （或离子导体）上形成的激发极 化现象。 岩矿石的激发极化效应可以分为面极化 与体极化，就其形成机理来说，二者并无差 别，因为从微观来看，所有的激发极化都是 面极化的。 以体极化为例讨论岩、矿石在直流电场 作用下的激发极化特征。 1.激发极化场的时间特性 激发极化场（即二次场）的时间特征与 被极化体与围岩溶液的性质有关。在开始供 电的瞬间，只观测到一次场电位差△U1 ，随 着供电时间的增长，激发极化电场（即二次 场电位差△U2）先是迅速增大，然后变慢， 经过2~3分钟后逐渐达到饱和。 这是因为，在充电过程中，极化体与围 岩溶液的超电压是随充电时间的增加而逐渐 形成的。显然，在供电过程中，二次场叠加 在一次场上，我们把它称为总场电位差，并 用△U来表示。当断去供电电流后，一次场 立即消失，二次场电位开始衰减很快，然后 逐渐变慢，数分钟后衰减到零。 2.激发极化的频率特性 交流激发极化法是在超低频电场作用下，根 据电场随频率的变化来研究岩矿时的激电效应。 图是一块黄铁矿人工标本的激电频率特征曲线， 由图可知，在超低频段（0.n~nHz）范围内，交 流电位差（或者说由此而转换成的复电阻率）将 随频率的升高而降低，我们把这种现象称为频散 特性或幅频特性。 由于激电效应的形成是一种物理化学过程， 需要一定的时间才能完成。所以，当采用交流电 场激发时，交流电的频率与单项供电持续时间的 关系是：频率越低，单项供电时间越长，激电效 应越强，因而总场幅度越大；相反，频率越高， 单项供电时间越短，激发效应越弱，总场幅度也 越小。显然，如果适当的选取两种频率来观测总 场的点位差后，便可从中检测出反应激电效应强 弱的信息。 3.频发极化法的测量参数 （1）视极化率是直流（或时域）激发极化法的一