岩石和矿石的导电性

岩石和矿石的激发极化性质~

6.1.1 岩石和矿石的激发极化机理
关于激电效应的机理，本节仅介绍几种较为公认的假说。
6.1.1.1 电子导体的激发极化机理
电子导体（包括大多数金属矿和石墨及其矿化岩石）的激发极化机理问题，一般认为是由于电子导体与其周围溶液的界面上发生过电位（overvoltage）的结果。在电子导体与溶液界面上自然形成的双电层的电位差（电极电位），称为平衡电极电位，记为Φ平（见图 6-1（a））。当有电流流过电子导体-溶液系统时，在电场的作用下，电子导体内部的电荷将重新分布：自由电子反电流方向移向电流流入端，使那里的负电荷相对增多，形成“阴极”；而在电流流出端，呈现相对增多的正电荷，形成“阳极”。与此同时，在周围溶液中也分别于电子导体的“阴极”和“阳极”处，形成阳离子和阴离子的堆积，使自然双电层发生变化，见图6-1（b）。在一定的外电流作用下，“电极”和溶液界面上的双电层电位差Φ相对平衡电极电位Φ平的变化，在电化学中称为“过电位”或“超电压”，记为ΔΦ，即ΔΦ=Φ-Φ平。

图6-1 电子导体的激发极化过程

过电位的产生与电流流过电极-溶液界面相伴随的一系列电化学反应（简称电极极化过程）的迟缓性有关。当电流经“阴极”从溶液进入电子导体时，溶液中的载流子（阳离子）要从电子导体表面获得电子，以实现电荷的传递；同样，当电流经“阳极”从电子导体流入溶液时，溶液中的载流子（阴离子）将释放电子（电子导体获得电子）。若此种电荷传递和相伴随的电化学反应的速度极快，则电流可以在电子导体和溶液之间“畅通无阻”，因而不会形成过电位；但实际上电极极化过程的速度有限，电子导体和溶液之间不是“畅通”的，因而在界面两侧造成异性电荷的堆积，形成过电位。随着通电时间的延续，界面两侧堆积的异性电荷将逐渐增多，过电位随之增大；过电位的形成和增大将加速电极极化过程的进行，直到该过程的速度与外电流相适应，即流至界面的电流均能全部通过界面，因而不再堆积新电荷，这时过电位便趋于某一个饱和值，不再继续增大。这便是过电位的形成过程或充电过程。过电位的饱和值（以下简称过电位）与流过界面的电流密度有关，并随其增大而增大。
当外电流断开后，堆积在界面两侧的异性电荷将通过界面本身、电子导体内部和周围溶液放电（见图6-1（c）），使界面上的电荷分布逐渐恢复为正常的双电层。与此同时，过电位亦随时间逐渐减小，直到最后消失，这就是过电位的放电过程。
除过电位外，电子导体的激电效应还可能与界面上发生的其他物理-化学过程有关。例如，当电流流过电子导体与溶液的界面时，“阴极”和“阳极”上的电解产物附着其上，将会形成具有电阻和电容性质的薄膜。此外，电解产物还可能使“阴极”和“阳极”附近的溶液分别向还原和氧化溶液变化，因而形成类似于自然极化中的那种氧化-还原电场。
6.1.1.2 离子导体的激发极化机理
大量野外和室内观测资料表明，不含电子导体的一般岩石也可能产生较明显的激电效应。一般造岩矿物为固体电解质，属离子导体。关于离子导体的激发极化机理，所提出的假说和争论均较电子导体的多，但大多认为岩石的激电效应与岩石颗粒和周围溶液界面上的双电层有关。主要的假说都是基于岩石颗粒-溶液界面上双电层的分散结构和分散区内存在可以沿界面移动的阳离子这一特点提出来的。其中一个比较有代表性的假说是双电层形变假说。现简述如下。
在外电流作用下，岩石颗粒表面双电层（图6-2（a））分散区中之阳离子发生位移，形成双电层形变（图6-2（b））；当外电流断开后，堆积的离子放电，以恢复到平衡状态（图6-2（c）），从而可观测到激发极化电场。双电层形变形成激发极化的速度和放电的快慢，决定于离子沿颗粒表面移动的速度和路径长短，因而较大的岩石颗粒将有较大的时间常数（即充电和放电较慢）。这是用激电法寻找地下含水层的物性基础。
6.1.2 稳定电流场中岩石和矿石的激发极化特性
在激电法理论和实践中，为使问题简化，将岩、矿石的激发极化分为理想的两大类。第一类是“面极化”，如致密的金属矿或石墨矿均属此类。其特点是激发极化都发生在极化体与围岩溶液的界面上。第二类是“体极化”，如浸染状金属矿和矿化（包括石墨化）岩石和离子导电岩石的激发极化都属此类。其特点是极化单元（微小的金属矿物或岩石颗粒）成体分布于整个极化体中。应该指出，“面极化”和“体极化”的差别只具有相对意义，因为微观地看，所有激发极化都是面极化的，体极化实质上是分布于整个极化体中的许多微小极化单元面极化效应的总和。即使宏观地看，地下实际存在的极化体也不会是理想的面极化体或体极化体，只不过可能更接近某一种典型极化模式罢了。

图6-2 岩石颗粒表面双电层形变形成激发极化

6.1.2.1 面极化特性
图6-3给出了石墨（a）和黄铜矿（b）标本在不同密度 j0 的电流激发下，用小四极装置在水槽中测得的阳极过电位ΔΦ+（实线）和阴极过电位ΔΦ-（虚线）随充电时间 T 和放电时间t 的变化曲线。图中的过电位是用外电流密度 j0 作了归一化的值ΔΦ/j0。
图6-3表明，石墨和黄铜矿过电位充、放电曲线的总趋势是相同的：刚开始充电时，过电位随时间很快地增大；随着充电时间的延长，其增大的速度逐渐变慢，最后趋于某一饱和值。放电曲线与充电曲线成倒像相似：在断电后，最初过电位随时间很快下降；随着放电时间延长，过电位衰减的速度也逐渐变慢，直到最后慢慢衰减到零。对比图中不同电流密度j0的充、放电曲线可看到，外电场的电流密度j0越大，则电位充电达到饱和值的时间越短。野外工作通常采用小电流密度（j0＜1 μA/cm2），充、放电两分钟，甚至五分钟尚不能达到饱和值或使放电至零，这表明面极化的充、放电过程均较慢。
从图6-3还看到，当激发电流密度j0较大时（对石墨j0≥40 μA/cm2，对黄铜矿j0≥5 μA/cm2），不同电流密度的归一化过电位充、放电曲线互不相重，并且阴极和阳极过电位曲线也彼此分开。这表明在大电流密度激发下，过电位与电流密度不成正比，即为非线性关系，而且阴、阳极极化互不相同。对石墨而言，当j0从小变大时，开始出现阳极过电位大于阴极过电位（简称阳极优势）；而当继续增大j0，或当j0相当大而延长充电时间时，便逐渐变为均势，并进而变成阴极过电位大于阳极过电位（即阴极优势）。黄铜矿的情况则不同，当j0从小变大时，阴、阳极过电位的关系总是阴极优势，而且阴、阳极过电位之差，较石墨的大得多。
黄铜矿的≈2.5，而石墨的≈1.35。
对其他致密金属矿标本所做的观测表明，磁铁矿和磁黄铁矿的非线性特征与石墨的相似；而方铅矿、闪锌矿和黄铁矿等硫化金属矿物的非线性特征与黄铜矿的相同。这就从物性上提供了利用非线性观测区分这两类矿物的激电异常的可能性。

图6-3 致密矿石标本阳极（实线）和阴极（虚线）过电位的充、放电曲线

实验资料还表明，在电法勘探通常采用的小电流密度条件下，归一化过电位ΔΦ/j0不随电流密度大小变化，即过电位与电流成线性关系。对于一定的充、放电时间（T，t），过电位ΔΦ与垂直面极化体表面的电流密度法向分量jn有如下正比关系

勘查技术工程学

这里负号表示过电位增高的方向与电流方向相反，系数k为单位电流密度激发下形成的过电位值，是表征面极化特性的参数，称为面极化系数。从电学观点看，k可理解为激电效应在电子导体-溶液界面上形成的面阻抗，单位为Ω·m2。k与充、放电时间及电子导体和周围溶液的性质有关。不同条件下获得的各种电子导电矿物的实测数据表明，当长时间充电（T≥60 s）和短延时（t≥1 s）观测时，k的数量为n×10-1～n×10 Ω·m2。表6-1列出了在同样溶液和充、放电时间条件下，对不同金属矿物测得的k值。它表明，这些金属矿物的激发极化性质由强变弱的顺序是：石墨、黄铜矿、磁铁矿、黄铁矿、方铅矿和磁黄铁矿。
表6-1 几种矿物在0.05 mol/L Na2SO4溶液中的面极化系数k值


表6-2列出了当溶液浓度由小变大（电阻率ρ水相应变小）时，铜面极化系数的变化情况。它表明k大致与溶液电阻率ρ水成正比地减小。若引入系数

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表6-2 改变溶液浓度时铜的面极化效应与溶液电阻率ρ*的关系


则λ基本上不随溶液浓度变化，约为1 m。可以将（6.1-2）式改写成（6.1-1）式相似的形式

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可见，过电位与界面溶液一侧的电场强度法向分量（En=jnρ水）成正比，λ为其比例系数。它等于单位外电场激发下的过电位值，故也可作为表征面极化特性的参数，有时也称λ为面极化系数，单位为m。

图6-4 黄铁矿化岩石标本的充、放电曲线

6.1.2.2 体极化特性
图6-4是用小四极装置在水槽中对一块黄铁矿化岩石标本测得的电位差随时间的变化曲线。电位差随时间的变化，是由于激发极化产生的电位差ΔU2（T）（简称二次电位差）在供电后从零开始逐渐变大（充电过程）及断电后二次电位差ΔU2（t）逐渐衰减到零（放电过程）的结果。在刚供电（无激电效应）时，电流流过标本形成的电位差，称为一次电位差ΔU1，在稳定电流条件下，它不随时间而变。标本被激发极化后，在供电时间为 T 时所观测到的电位差ΔU（T）为ΔU1 和ΔU2（T）之和，称为总场电位差，即

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由于刚供电时（T=0），二次电位差为零，即ΔU2（0）=0，故由（6.1-4）式有

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因而

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图6-4（b）中的虚线b便是按（6.1-6）式换算出的ΔU2（T）充电曲线。
对比图6-4和图6-3可以看出，体极化的充、放电速度比面极化的快得多。对星散浸染状矿石或矿化、石墨化岩石标本的实验观测结果表明，在相当大范围内改变供电电流 I（测量电极处电流密度高达100μA/cm2）时，在观测误差范围内（＜10%）ΔU2 与 I 成正比，且其幅值|ΔU2|与供电方向无关。因此，在地面电法通常采用的电流密度范围内，体极化效应实际上是线性的。为此引入一个称为极化率η（T，t）的新参数来表征体极化介质的激电性质，其计算公式为

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式中：ΔU2（T，t）是供电时间为T和断电后t时刻测得的二次电位差。极化率是用百分数表示的量纲一参数。由于ΔU2（T，t）和ΔU（T）均与供电电流I成正比（线性关系），故极化率是与电流无关的常数。但极化率与供电时间T和测量延迟时间t有关，因此，当提到极化率时，必须指出其对应的供电和测量时间T和t。为简单起见，如不特加说明，一般便将极化率η定义为长时间供电（T→∞）和无延时（t→0）的极限极化率。考虑到刚断电一瞬间（t→0）的二次电位差等于断电前一瞬间（T）的二次电位差，即

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故有

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对于长时间充电情况，即T→∞，则

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此外，还可定义初始极化率

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当延时t→0时

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对于长时间充电情况（T→∞）则有

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对比（6.1-9）和（6.1-12）式，可得两种极化率之间的关系式

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大量实测资料表明，地下体极化岩、矿石的极化率主要决定于其中所含电子导电矿物的体积分数ξ及其结构。一般说来，ξ越大，导电矿物颗粒越细小，矿化岩（矿）石越致密，极化率就越大。完全不含电子导电矿物的岩石，其极化率通常很小，一般不超过1%～2%，少数可达3%～4%。激电效应随岩、矿石中电子导电矿物含量增高而增强的特性，是激电法成功应用于金属矿普查找矿的物理-化学基础。
6.1.3 交变电流场中岩石和矿石的激发极化性质
6.1.3.1 交变电流场中岩、矿石的激发极化现象
前面我们讨论了在稳定电流（或直流脉冲）激发下的激电效应，其特点是表现为电场随时间的变化（充电和放电过程），故亦称它为“时间域”中的激电效应。激电效应也可在交变电流激发下，根据电场随频率的变化（称为频率特性）观测到，此时称之为“频率域”中的激电效应。实际上只要将供电电源改为交流电源，并逐次改变所供交变电流的频率f（但保持的幅值不变），便可根据测量电极间交变电位差随频率的变化，观测到频率域的激电效应。
图6-5给出了以上述方式在几块矿石标本上的实测频率特性曲线（亦称频谱曲线）。其中图6-5（a）所示总场电位差幅值|（f）|随频率 f 的变化曲线（幅频特性）与前节所述时间特性有很好的对应关系：随着 f 从高到低，相应的单向供电持续时间 T（即半周期1/2 f）从零增大，激电效应逐渐增强，结果总场电位差幅值|（f）|随之变大；而当 f→0 时，T→∞，激电效应最强，因而|（f）|趋于饱和值。对于极限情况，时间域和频率域总场电位差之间有下列关系

图6-5 几块矿石标本上测得的频率性曲线


勘查技术工程学

图6-5（b）所示总场电位差相对于供电电流的相位移φ随频率的变化曲线（相频曲线）的特点是在各个频率上φ皆为负值（电位差的相位落后于供电电流），这表明激电效应引起的阻抗具有容抗性质。当频率很低或很高时，φ趋于零；而在某个中等频率上，相位φ取得极值。这是因为频率很高时激电效应趋于零，总场就等于一次场，故无相位移；频率很低时，相当于长时间单向供电激发极化达饱和的情况，这时二次场虽然最大，但其与电流“同步”，故总场相位移也为零。
从图6-5可看出，虽然各种岩、矿石的幅频和相频曲线的基本形态都是一样的，但不同的岩、矿石具有不同的频率特征。在时间域中充、放电较快的岩、矿石，在频率域中便具有高频特征，即在比较高的频率上总场幅值才快速衰减，并取得相位极值；反之，在时间域中充、放电较慢的岩、矿石，在频率域中具有低频特征，即总场幅值的迅速衰减和相位极值出现在较低的频率上。
频率域的实验观测同样说明，在电法勘探通常所能达到的电流密度条件下，与成线性关系。由于随频率而变化，且与之间一般有相位移，所以交流电阻率是频率f（或角频率ω=2πf）的复变函数。常称～ρ为复电阻率，记为ρ（iω），即

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式中的K为装置系数。显然，复电阻率的频谱与（电流幅值保持不变情况下）的频谱具有相同的特征。
6.1.3.2 幅频特性和相频特性的关系
根据复变函数理论，若复变函数ρ（s）在复平面S的右半平面范围内是解析、有限的，并且无零值点，则称其为最小相移函数。实验资料表明，岩、矿石的复电阻率ρ（iω）都近于满足上述最小相移条件，因此ρ（iω）也是最小相移函数。其在某一频率ω0上的实分量Reρ（ω0）和虚分量Imρ（ω0）满足希尔伯特变换

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最小相移函数ρ（iω）可写成指数形式，通过某些变换，可写出最小相移函数ρ（iω）的振幅A（ω）和相位φ（ω）之间的关系

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从（6.1-17）和（6.1-18）式可看到，某频谱ω0上的虚分量Imρ（ω0）或相位φ（ω0），与实分量Reρ（ω）或幅值对数lnA（ω）对频率ω的一阶导数成正比。当然，不仅与该频率（ω0）上实分量或幅值对数的导数有关，而且是和全频段上的导数有关。不过，不同频率上的导数影响的程度不同，它取决于权函数ln。此权函数是在ω=ω0 附近的十分尖锐的曲线，说明起主要影响的仍是给定频率ω0 上的导数值。实际上，由（6.1-17）和（6.1-18）式经过某些变换，可导出如下近似关系式

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实分量和虚分量频谱以及幅频特性和相频特性之间可相互换算。这表明，没有必要同时观测各个分量的频谱，而且似乎观测任何一个分量的频谱都一样。不过，各分量频谱反映激电特征参数的能力或分辨力并不一样，而且从技术上看，其观测技术的难易程度也不相同。因此，根据地质任务和实际条件选择观测适当的分量，仍是值得研究的课题。
6.1.3.3 频率特性和时间特性的关系
我们知道，在时间域研究激电效应时，是用一定装置的岩、矿石向地下供入一阶跃电流

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的同时，观测M、N极间的总场电位差ΔU（T）。为了更好地研究时间特性，我们仿照频率域的作法，将时间域总场电位差的充电过程ΔU（T）对供电电流I和装置作归一化，计算电阻率

勘查技术工程学

因为整个充电过程中（T＞0）皆有I（T）=I0，故上式中直接将I（T）写成I0。
大地的导电和激电效应通常可足够近似地看成是线性和“时不变”的。在此条件下，借助于拉氏变换和反变换可将时间域（阶跃电流激发下的时间特性ρ（T））和频率域（谐变电流激发下的频率特性ρ（iω））联系起来

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式中：复数s取为iω，ρ（s）=ρ（iω）就是复电阻率频谱，Ω表示拉氏反变换的积分域。
利用（6.1-21）式便可实现时间特性ρ（T）和频率特性的相互换算。所以，频率域激电测量和时间域激电测量本质上是一致的，数学意义上是等效的，差异主要在技术上。
6.1.3.4 描写频率域激电效应的参数
（1）复电阻率频谱
既然交变电流场中的激电效应以总场电位差或复电阻率的频率特性为标志，那么在激电效应出现的整个（超低频）频段上的复电阻率频谱应是最全面描写频率域激电效应的参数。复电阻率法或频谱激电法便是通过在相当宽的（超低频）频段上观测视复电阻率的实分量、虚分量或振幅、相位的频谱来研究地下地质情况的。这种方法的优点是能提供比较丰富的激电信息。欲获得完整的频谱，则需要在许多频率上作观测，所以生产效率很低，不适于在普查找矿中运用。
（2）频散率
仿照时间域极化率的计算式（6.1-9）或（6.1-12），可根据两个频率 fD（低频）和 fG（高频）的总场电位差的幅值|（f D）|和|（f G）|来计算“频散率”

勘查技术工程学

用以表示频率域激电效应的强弱，这种观测方式称为变频激电法。
在极限情况下，低频fD→0和高频fG→∞，根据（6.1-15）和（6.1-13）式，可得极限频散率

勘查技术工程学

考虑到（6.1-14）式，并且通常极化率只是很小的百分数，故有

勘查技术工程学

即（极限）频散率和（极限）极化率相等。对于非极限的频率制式和时间制式，频散率P（fD，fG）和极化率η（T，t）一般不相同。它们与（极限）频散率和极化率仍保持正变关系，即若某种因素或条件使前者增大或减小，则后者也相应增大或减小。所以，极限的或非极限的频散率和极化率具有相同的性质，都可用（极限）极化率作为代表。
频散率的观测只需在两个频率上作测量，它比全频谱的测量自然简单和高效得多。
（3）相位
前已述及，激电效应导致总场电位差相对供电电流发生了相位移，它就是复电阻率的相位φ。在其他条件相同时，激电效应越强，φ的绝对值越大。所以，相位φ也可作为描写激电效应强弱的参数。实际上，根据（6.1-20）式，激电效应引起的相位φ与幅频曲线的斜率或电场幅值随频率的变化近似有正比关系；而根据（6.1-23）式，频散率P（fD，fG）也与幅频特性曲线在频率fD和fG间的平均斜率成正比。所以，某个频率f的相位φ与其附近前、后两个频率的频散率P（fD，fG）近似成正比。即φ和P（fD，fG）一样，都与（极限）极化率η有正变关系，并可用后者来代表它们。
原则上讲，相位测量可以只在一个频率上进行，这就比频散率测量更简便和有利。不过，制作高精度的野外相位测量仪器比较困难，所以基于相位测量的频率域激电法变种——相位激电法发展比较晚，而且至今不如时间域激电法和变频激电法应用得普遍。

3.1.3.1 交变电流场中岩、 矿石的激发极化现象
前面我们讨论了在稳定电流(直流脉冲)激发下的激电效应，其特点是表现为电场随时间的变化(充电和放电过程)，故亦称它为“时间域”中的激电效应。激电效应也可在交变电流激发下，根据电场随频率的变化(频率特性)观测到，此时称之为“频率域”中的激电效应。由于面极化和体极化异常特征有相似性，下面我们主要讨论体极化情况。
在图3.1.6 所示装置中，将供电电源改为交流电源，并逐次改变所供交变电流 的频率 f(但保持 的幅值不变)，便可根据测量电极间交变电位差 随频率的变化，观测到频率域的激电效应。
图3.1.7给出了以上述方式在一块黄铁矿石标本上的实测频率特性曲线(幅频曲线)，与前节所述时间特性有很好的对应关系：随着f从高到低，相应的单向供电持续时间T(即半周期T=1/2f)从零增大，激电效应逐渐增强，结果总场电位差幅值 随之变大：而当f→0 时，T→∞，激电效应最强，因而 趋于饱和值。对于极限情况，时间域和频率域总场电位差之间有下列关系

电法勘探


图3.1.7 一块黄铁矿人工标本的激电频率特性曲线

黄铁矿标本：颗粒大小0.84～2mm；含0.01 mol/L NaCl的溶液5%
图3.1.7同时也给出了总场电位差 相对于供电电流 的相位移 φ 随频率的变化曲线(相频曲线)，其特点是在各个频率上φ皆为负值(电位差的相位总是落后于供电电流)，这表明激电效应引起的阻抗具有容抗性质。当频率很低或很高时，φ趋于零；而在某个中等频率上，相位φ取得极值。这是因为频率很高时激电效应趋于零，总场就等于一次场，故无相位移；频率很低时，相当于长时间单向供电激发极化达饱和的情况，这时二次场虽然最大，但其与电流“同步”，故总场相位移也为零。
一般地，各种岩、矿石的幅频和相频曲线的基本形态都基本一致，但不同的岩、矿石具有不同的频率特征。在时间域中充、放电较快的岩、矿石，在频率域中便具有高频特征——在比较高的频率上总场幅值才快速衰减，并取得相位极值；反之在时间域中充、放电较慢的岩、矿石，在频率域中则具有低频特征——总场幅值的迅速衰减和相位极值出现在较低的频率上。
频率域的实验观测同样说明，在电法勘探野外工作中通常所能达到的电流密度条件下， 与 呈线性关系。 因此，将总场电位差 对电流 和装置系数作归一化，可计算出与电流大小无关的交流电阻率

电法勘探

式中：K为装置系数。
在存在激电效应时， 随频率而变化，且一般 和 之间有相位移，所以， 是频率f(或角频率ω=2πf)的复函数，故常称交流电阻 为复电阻率，记为ρ(iω)。
将复电阻率ρ(iω)分解为虚、实两部，则得振幅和相位

电法勘探


电法勘探

由式(3.1.11)可知，振幅与实分量接近(虚分量一般很小)。由式(3.1.12)可知，由于虚分量很小，φ(ω)也很小，相位与虚分量成正比关系。
3.1.3.2 时间域测量与频率域测量的等价性
岩、矿石的激电场在交变电流场中的频率特性与其在稳定电流场中的时间特性有密切的关系，可以互相换算。根据谐波分析的观点，一个阶跃直流电流可以视为无穷多个不同频率的成分的谐波电流成分合成的结果。这些不同频率成分的谐波电流激发的激电场叠加起来构成了稳定电流场中的总场。我们依照频率域的做法，将时间域总场电位差的充电过程ΔU(T)对供电电流I和装置作归一化，亦可计算电阻率，表示为

电法勘探

在电法勘探实践中，大地的导电和激电效应通常可足够近似地看成是线性和“时不变”的。在此条件下，借助于拉氏变换和反变换可将时间域(阶跃电流激发下)时间特性的ρ(T)和频率域(谐变电流激发下)频率特性的ρ(iω)联系起来

电法勘探

式中：复数s取为iω，ρ(s)=ρ(iω)就是圆频率为ω的复电阻率频谱。
利用式(3.1.14)便可实现时间特性ρ(T)和频率特性ρ(iω)的相互换算。所以，频率域激电测量和时间域激电测量在本质上是一致的，在数学意义上是等效的，差异主要在技术上。
3.1.3.3 描述频率域岩、 矿石激发极化效应的参数
(1)频散率
仿照时间域极化率的计算式(3.1.7)，可根据两个频率fD(低频)和fG(高频)的总场电位差的幅值 和 来计算“频散率”

电法勘探

用以表示频率域激电效应的强弱。
在极限情况，低频fD→0和高频fG→∞，可得极限频散率

电法勘探

通常极化率只是很小的百分数，故有
P≈η (3.1.17)
即(极限)频散率和(极限)极化率相等。对于非极限的频率制式和时间制式，频散率P(fD，fG)和极化率η(T，t)一般不相同，但它们与(极限)频散率和极化率仍保持正比关系，即若某种因素或条件使前者增大或减小，则后者也相应增大或减小。
频散率的观测只需在两个频率上作测量，它比全频谱的测量自然高效得多。在激电法发展初期，维特(J.R.Wait)等便建立了基于在超低频段两个适当的频率上观测总场电位差的幅值而获取视频散率Ps(fD，fG)的“变频激电法”。这一激电法频率域变种与时间域激电法一样，一直使用至今。
我国地球物理学家何继善院士，早在20世纪70年代初就着手双频道方案，并于1976年提出了双频激电法，其核心思想是把两个不同频率的方波电流叠加起来，形成双频组合电流，同时供入地下，接收来自地下的含两个主频的激电总场的电位信息，同时得到低频电位差 (fD)和高频电位差 (fG)，按FS= ×100%计算视幅频率。20世纪90年代又提出了均匀广谱伪随机信号同步复合技术方案，直接发送含多个频率的伪随机信号，同时测量其经过大地的响应，并比较各频率信号间的差异，实现了多频多参数的快速测量，均取得了良好的效果。
(2)相位
前已述及，激电效应导致总场电位差相对供电电流发生相位移，它也就是复电阻率的相位φ。在其他条件相同时，激电效应越强，φ的绝对值越大。所以，相位φ也可作为描写激电效应强弱的参数。
由上述可知，无论是时间域还是频率域，测振幅还是测相位，都可以反映激发极化的强弱特性，理论上它们可以互换，技术上就不一样了。振幅信号强，易于观测，而相位则由于具有微分性，对频率的变化敏感，且相位测量可以只在一个频率上进行，这就比频散率测量更简便和有利。不过，制作高精度的相位测量仪器比较困难，所以基于相位测量的频率域激电法变种——相位激电法发展比较晚，而且至今不如η和P参数应用得普遍。
与视极化率一样，当我们在地面上采用某种装置测量时，获得的应是视频散率Ps或视相位φs。
(3)复电阻率频谱
自激发极化法广泛应用于生产实际以来，在较长一段时间内，人们在寻找矿产资源时常用那些表征激电响应强弱的参数，主要是极化率(时间域)和频散率(频率域)。这些参数都只与某一充、放电时间激电响应的大小或某两个频率激电响应的差异有关，难以表达完整的激电响应特征。因此，当我们对这些只含有异常强度等方面信息的激电资料进行定性分析时就遇到了问题。因为许多非矿地质体、矿化或石墨化岩石、无工业价值的矿化等，都会产生与矿体十分相似的激电异常。维特(Wait，1959)较早就指出根据频谱特性和时间频谱特性区分一定矿化类型的可能性。宗吉(Zonge，1972)等提出了复电阻率法或频谱激电法(Spectral Induced Polarization Method，SIP)，即通过在相当宽的(超低频)频段上观测视复电阻率的实分量和虚分量或振幅和相位的频谱，以研究地下地质情况。这种方法的优点是能提供比较丰富的激电信息，识别矿与非矿异常，并能反映矿体的一些结构特征。
A.复电阻率柯尔-柯尔模型
根据式(3.1.10)，复电阻率ρ(iω)表示为ρ(iω)= ，式中 K 是测量装置的几何尺寸(装置系数)，与介质的激发极化特性没有关系，只有 才是衡量介质激发极化性质的量，由于它是电压和电流之比，因此称为阻抗，记为Z(iω)

电法勘探

如果把观测装置看作一个系统，则阻抗Z(iω)就是系统的响应 与激励电流 之比，这在系统理论中称为传递函数。
不同矿物的成分、含量、结构构造以及产出条件各种各样，它们的激发极化效应，在细节上千差万别，各不相同。为此人们把它们简化成一定数学模型，把有关参数归纳为模型的几个电学参数，从而来构制传递函数。我们知道，当通过岩、矿石供电电流不大时，岩、矿石的激发极化效应是线性的且在时间规范范围内可以用不变的参数来描述，是一个线性时不变系统。描述这种线性时不变系统的一种流行的方法是利用等效电路模型。然而，这种描述不是唯一的，即选用不同元件的串联、并联组合，可以得到同样的传递函数。
在频率域激电的历史上曾提出过多种描述传递函数模型，通过比较，目前较多采用、与实际情况也较符合的是柯尔-柯尔模型。如图3.1.8所示，图3.1.8a中是岩、矿石一个基本结构单元模型(在讨论激发极化机理时就已提到)，图3.1.8b是它的柯尔-柯尔模型等效电路。

图3.1.8 岩、矿石一个基本结构单元模型(a)及其柯尔-柯尔模型等效电路(b)

柯尔-柯尔模型原本是法国 Cole 兄弟(1941)模拟电解质介电性质时提出来的。W.H.Pelton等人于20世纪70年代把这一模型“借”用到勘查地球物理中来，因为它与激发极化现象比较符合。在Pelton等人的柯尔-柯尔模型等效电路中，R0代表纯离子通道的电阻，R1代表离子溶液和电子导体共同通道的电阻，(iωx)-c代表电子导体和离子溶液界面上发生激发极化效应引起的附加阻抗。经过适当的推导，此等效电路的复阻抗为

电法勘探

此式即为柯尔-柯尔阻抗表达式。
式中：Z(0)是频率为零时的柯尔-柯尔阻抗；m是充电率，相当于时间域的极限极化率；c是频率相关系数，取值范围0＜c＜1，一般0.1＜c＜0.6，典型值c=1/4，无量纲； 为描写激发极化过程迟慢性的时间常数，称为时间因子，具有时间量纲。
式(3.1.19)中各参数的关系为

电法勘探

或

电法勘探

根据式(3.1.19)，不难写出复电阻率的柯尔-柯尔表达

电法勘探

式中：ρ0是频率为零时的电阻率，即零频电阻率；其余参数与式(3.1.19)相同。
大量岩、矿石露头、标本，以及人造岩、矿石标本的测定都表明，岩、矿石的复电阻率频谱一般都满足柯尔-柯尔模型，用柯尔-柯尔模型表达式表示岩、矿石的复电阻率已为广大地球物理工作者所接受。
B.电场衰减柯尔-柯尔表达式
同样，利用时间特性和频率特性的相互关系，可由频率域的柯尔-柯尔模型导出时间域柯尔-柯尔模型表示式——阶跃长脉冲激发下的放电过程表示式
对于0＜t/ ≤2π

电法勘探

对于t/ ＞2π

电法勘探

类似地，对面极化，亦可构建相应的等效电路，从而导出复面极化系数k(ω)的柯尔柯尔表达式以及时间域中面极化系数k(T)的表达式，在此不再详述了。
复电阻率的柯尔-柯尔表达式(式(3.1.22))中复电阻率ρ(iω)不仅与地下介质激电强弱有关，而且还建立了ρ(iω)与表征地下介质结构特征的c、 等参数的关系，从而提供了定量描述激电响应谱特性的手段。大多数岩、矿石的激电谱可以用四个柯尔-柯尔参数定量描述，实践中我们可以根据这四个参数来深入地评价激电异常，从而窥探不同成分、含量、结构构造、产出条件的岩、矿石在激发极化性质上的差异和影响。
柯尔-柯尔模型中包括四个参数，其中ρ0和m是表征导电性和激电效应强弱的参数(强度参数)；c和 则是表征激电谱(频谱或时间谱)陡缓和(沿频率轴或时间轴)位置的参数(谱形态参数或时间参数)。对实测频谱或时间谱(充、放电曲线)进行反演，即柯尔-柯尔模型的理论谱与其拟合，可以确定这些参数的数值。这些由实测参数反演计算出的“二级参数”，特别c是和 对判断引起激电效应的极化体的性质很有用处。例如，对大量岩、矿石标本和露头的测量结果表明，各种岩、矿石激电效应的频率相关系数c值基本上都在0.1～0.6之间，导电矿物颗粒度不均匀的岩、矿石，c值较小；反之，则c值较大。激电时间常数 值有较大的变化范围，从(n×10-2～n×102)s。无矿化的纯离子导电岩石和导电矿物成细粒、稀疏浸染、互不连接的岩、矿石，一般 ＜1s；而导电矿物颗粒大、相互连通较好的稠密浸染状、块状、细脉状和网状岩、矿石的 值大，并且导电矿物连通性越好， 值越大。例如，矿化程度很高的网脉状和致密硫化金属矿， 值可达100 s；而网脉状的石墨化岩石， 值可能更大。这些数据表明，有可能根据激电二级参数c和 ，按结构区分极化体。
频谱激电法需要在一个测点上作许多频率的测量，生产效率低，只有在解决一些特殊地质问题时才使用。本章仍着重于极化率和频散率两个参数。

1.1.1.1 电阻率和电导率

表示物质导电性能的参数是电阻率(ρ)和电导率(σ)。在电法勘探中，人们用得比较多的是电阻率，在国际单位制中采用欧姆·米(Ω·m)为电阻率的单位。电导率和电阻率互为导数，σ=1/ρ，σ的单位为西门子每米，记作S/m。显然，物质电阻率越低、电导率越大，其导电性越好；反之，其导电性越差。

1.1.1.2 矿物的电阻率

岩石和矿石都是由矿物组成的，因此在讨论岩、矿石电阻率之前，先来介绍一些常见矿物的电阻率。

按照导电机制不同，固体矿物可分为三种类型，即金属导体、半导体和固体电解质。

(1)金属导体

各种天然金属均属于金属导体。较重要的天然金属有自然金和自然铜，其电阻率值均很低：自然金的电阻率约为2×10^-8Ω·m，自然铜则约为1.2×10^-8～30×10^-8Ω·m。此外，石墨这种具有某些特殊性质的电子导体也具有很低的电阻率值(低达10^-6Ω·m)。

(2)半导体

大多数金属矿物均属于半导体，其电阻率值都高于金属导体，这是由于半导体中能参与导电的电子数目较少。自然界中矿物半导体的性质多半同其所含杂质的种类和含量有关，有时微量(如1/10⁵)的杂质可使半导体的导电性提高几个级次。由于这种原因，半导体矿物的电阻率值都有较大的变化范围(10^-6～10⁶Ω·m)。表1.1.1列出了若干常见半导体矿物电阻率值的变化范围。

表1.1.1 若干常见半导体矿物的电阻率值

由表1.1.1可见，大多数常见的金属硫化物(如黄铜矿、黄铁矿、方铅矿等)和某些氧化矿物(如磁铁矿)，其电阻率值均较低(＜1Ω·m)，具有良好的导电性；另一些金属硫化矿物和氧化矿物，如辉锑矿、闪锌矿、锡石、软锰矿、铬铁矿和赤铁矿等，它们的电阻率均较高(1～10⁶Ω·m)。

上述金属导体和半导体的导电作用都是通过其中某些电子在外电场作用下的定向运动来实现的，它们均为电子导体。

(3)固体电解质

绝大多数的造岩矿物，如辉石、长石、石英、云母和方解石等，在导电机制上属于固体电解质(导电性来源于晶格中离子的迁移)。固体电解质电阻率值都很高，通常ρ≥10⁶Ω·m，在干燥情况下可视为绝缘体。

1.1.1.3 岩石和矿石的电阻率

由上述可知，矿物电阻率值是在一定范围内变化的，同种矿物可有不同的电阻率值，不同矿物也可有相同的电阻率值。因此，由矿物组成的岩石和矿石的电阻率也必然有较大的变化范围。图1.1.1为几种常见岩石电阻率值的分布范围曲线。由图1.1.1可见，火成岩与变质岩的电阻率值较高，通常在10²～10⁵Ω·m范围内变化；沉积岩电阻率值一般较低，如黏土电阻率为1～10Ω·m，砂岩的电阻率为10²～10³Ω·m，而灰岩的电阻率则较高些。

以上3种岩类电阻率的变化固然与其矿物成分有关，但在很大程度上却取决于它们的孔隙度及其中所含水分的多少。

对矿石电阻率而言，也有类似情况。其电阻率值除与组成矿物成分、含量有关外，更主要的是由矿物颗粒的结构构造决定。这些我们将在影响岩(矿)石电阻率的因素中进行讨论。

同一种岩石或矿石电阻率的变化范围虽然很大，但实际上不同的岩、矿石之间电阻率的差别还是存在的。这种差别正是应用电阻率法解决地质问题的基本前提。

1.1.1.4 影响岩石和矿石电阻率的因素

影响岩石和矿石电阻率的因素很多。岩石和矿石的电阻率除与其中良导电金属矿物含量有关外，还与岩石和矿石的结构、构造、孔隙度、含水量及含水溶解性总固体、温度、压力等有关。

图1.1.1 几种岩石电阻率的分布范围曲线

(1)岩石和矿石电阻率与成分和结构的关系

大多数的岩石和矿石，可视为均匀相连的胶结物和不同形状的矿物颗粒所组成。岩石和矿石的电阻率决定于这些胶结物和矿物颗粒的电阻率、形状及其相对百分含量。假设胶结物的电阻率为ρ₁，矿物颗粒的电阻率为ρ₂，当岩石或矿石仅由这两种成分组成时，则岩石和矿石的电阻率ρ与ρ₁、ρ₂及矿物颗粒的百分含量V有关，并且不同形状的矿物颗粒，其关系是不同的。根据等效电阻率的近似理论，有以下表达式：

1)球形颗粒

电法勘探

2)针状颗粒(近似于拉长的旋转椭球体)

电法勘探

式中：ρ_n和ρ_t分别是垂直颗粒长轴方向和沿着颗粒长轴方向的电阻率。

3)圆片状颗粒(近似于压扁的旋转椭球体)

电法勘探

在球形矿物颗粒的情况下，不论矿物本身(ρ₂)为高阻还是低阻，当体积含量不太大(V＜60%)时，整体岩石和矿石的电阻率ρ受ρ₂之影响甚小，其值接近胶结物电阻率ρ₁；仅当颗粒体积含量相当大(V≥80%)时，ρ₂才对ρ有明显作用。这是由于颗粒体积含量不大时，各颗粒是相互分离的，而胶结物是彼此连通的，故矿物颗粒对整体岩石和矿石的电阻率影响不大，此时胶结物起主要导电作用。但是，当颗粒体积含量相当大，以致彼此连通时，矿物颗粒的电阻率ρ₂便对岩石和矿石的电阻率有明显影响。可见，岩石和矿石中的某种组分对整体岩石和矿石的影响取决于它们的连通情况：连通者起作用大，孤立者起作用小。例如，星斑状、浸染状结构矿石的电阻率将高于网脉状或细脉状结构矿石的电阻率。其原因是前者的导电矿物彼此不连通，而后者的导电矿物却是互相连通的(图1.1.2)。

图1.1.2 矿石不同结构示意图

(图中黑色部分代表良导电矿物)

对针状和片状的结构的岩石和矿石，无论ρ₁、ρ₂及矿物颗粒的百分含量V大小如何，总有ρ_n≥ρ_t，即垂直针状或片状颗粒长轴方向的岩、矿石电阻率总是大于沿着颗粒长轴方向的电阻率。这表明针状和片状结构的岩石和矿石电阻率具有明显的方向性，即非各向同性。

在自然界中，对于大多数沉积岩和一部分变质岩，沉积旋回和构造挤压作用往往使两种或多种不同电性的薄层交替成层，形成层状构造。在一般情况下，层状岩石的电阻率也具有明显的方向性。层状结构岩石模型如图1.1.3所示，若两种电阻率分别为ρ₁和ρ₂的薄层岩石交替成层，它们的总厚度分别为h₁和h₂，则可按电阻并联和串联的关系，不难得到垂直层理方向和平行层理方向的电阻率表达式

图1.1.3 层状结构岩石模型

电法勘探

电法勘探

由式(1.1.4)和式(1.1.5)可以看出，由不同电阻率(ρ₁≠ρ₂)薄层岩石交替形成的层状岩石，不论ρ₁和ρ₂的相对大小，亦不论h₁和h₂的大小(除零外)，其电阻率具有非各向同性的特点，并且总是平行层理方向的电阻率ρ_t(纵向电阻率)小于垂直于层理方向的电阻率ρ_n(横向电阻率)。为了表征层状岩石的非各向同性程度和平均的导电性，定义其非各向同性系数λ和平均电阻率ρ_m分别为

电法勘探

表1.1.2中列出了几种常见岩石的非各向同性系数λ和ρ_n/ρ_t值。由表可见，某些岩石(如石墨化炭质页岩、泥质页岩等)在垂直和平行层理两个方向的电阻率相差竟达4～7 倍以上，这在电法勘探资料的推断解释中应引起充分重视。

表1.1.2 几种常见岩石的非各向同性系数

(2)岩石和矿石电阻率与所含水分的关系

地下水及其他天然水的电阻率均较低，通常小于100Ω·m(表1.1.3)，并且含盐分越多(溶解性总固体，TDS越高)电阻率值越低。岩石和矿石中所含水分的多少(或湿度大小)对其电阻率值有较大影响。

表1.1.3 几种常见天然水的电阻率值

一般含水量大的岩石电阻率较低，而含水量小或干燥岩石的电阻率较高。岩石含水量的大小，主要决定于岩石本身的孔隙度及当地的水文地质条件。在潜水面以下，岩石孔隙通常被地下水所充满，此时，岩石的含水量便等于其孔隙度。表1.1.4给出了几种常见岩石孔隙度的测定结果，它可作为估计潜水面以下岩石含水量的一个参考资料。

表1.1.4 几种常见岩石的孔隙度

处于潜水面以上的岩石，因大气中的水分通过降雨、降雪等可渗入地下，也并非完全干燥。在渗透过程中，由于岩石颗粒对水的吸附作用，岩石孔隙中能保存一部分水分。一般孔隙直径越小，吸水性越强，岩石的含水量便越大，故黏土电阻率较低。由表1.1.4可见，虽然火成岩比其他岩类的孔隙度小，但是，由于风化或构造破坏作用可使其裂隙或节理较发育，所以在自然界中，火成岩的电阻率往往较低。变质岩孔隙度则与变质程度有关，通常是变质程度越高岩石越致密，孔隙度越小，其电阻率越大。

阿尔奇公式是根据大量多孔性岩石电阻率测定、统计而得出的经验公式，它的数学表达式为

ρ=aΦ^-mS^-nρ₀ (1.1.6)

式中：ρ为岩石的电阻率；ρ₀为孔隙水的电阻率；a为比例系数，在0.6～1.5之间变化；Φ为孔隙度；S为含水饱和度；m为孔隙度指数，或称胶结系数，通常在1.5～3.0之间变化；n为饱和度指数，大约为2。

岩石的电阻率不仅与岩石孔隙度的大小有关，而且还取决于孔隙的结构。通常当孔隙连通较好时，其中水分对岩石电阻率影响大，反之影响较小。节理或裂隙式孔隙，亦具有明显的方向性，沿节理或裂隙方向岩石电阻率较低，而垂直于节理或裂隙方向电阻率则较高。

此外，当同类岩石所受外力作用强弱不同时，其孔隙度和电阻率大小也不一致。通常受外力作用较强的地段，其孔隙度变小，电阻率变大。因此，根据区域性岩石电阻率资料，有可能了解构造力的作用方向和范围。

(3)岩石和矿石电阻率与温度的关系

实际资料表明，当岩、矿石所处的外界温度发生改变时，其电阻率值也相应地发生变化。一般表现为温度升高，电阻率降低。这是由于岩、矿石中所含水溶液的电阻率与温度有明显的变化关系。图1.1.4为一块砂岩标本电阻率随温度变化的实验观测曲线，它表明，在0 ℃以上的正温度区内，随着温度的升高，电阻率值缓慢减小，变化不明显。即在常温条件下，温度变化对岩石电阻率的影响并不大。

图1.1.4 含水砂岩电阻率随温度变化的实测曲线

(孔隙度12%，湿度1.5%)

然而，在0 ℃以下的负温区内，随着温度的降低，含水岩石的电阻率明显增高。当温度下降到接近-20 ℃时，电阻率竟高达10⁶Ω·m，较正温区的电阻率大三个级次。这是由于岩石孔隙中的水溶液结冰后导电性变得很差的原因。

由于温度的降低(特别是在0 ℃以下)可使岩石电阻率增高，故在寒冷地区或冰冻季节进行地面电法工作时，对需要通过接地电极向地下供电和测量的传导类电法而言，将会产生较大困难。因在那些地区，近地表的土壤或岩石电阻率很高，所以会使电极接地电阻很大。但对不需要接地的感应类电法而言，表层电阻率的变大，不会使其工作变得困难。

此外，由于在地壳常温带(自地表面向下20～25 m)以下，地温随深度的增加而变大，地温每升高1 ℃所下延的深度称地温增加率，其值因地而异，且同一地区不同深度也不一致。在我国平均约40 m增加1 ℃。这样，在地下1600 m深处的地温将比地面约高40 ℃。在那里，金属矿物的电阻率大约升高20%，而含水岩石的电阻率约降低一半。因此，通过对深部岩石电阻率的观测，可给出某一地区地下温度场变化规律的资料，以用于寻找地下热能资源和研究地质构造。这方面的问题已日益为人们所重视。

大家知道，通常将地球划分为地壳、地幔和地核三大部分，地壳是地球最表面的一层，它的平均厚度约为33km。地球内部的压力和温度随深度的增加而变大和升高。因此地球深部岩石的电阻率受高温、高压的影响很大，且不呈简单的线性关系，这里不再详述。

1.1.1.5 岩石和矿石标本电阻率的测定

获得岩石电阻率值的方法之一，是用四极装置以小电极距在岩石露头上进行测定，这种方法通常称为露头法。此外，用电测井方法和岩心、标本测定方法也可以获得岩石的电阻率。露头法将在均匀大地电阻率的测定中进行介绍。

图1.1.5 测量岩石和矿石标本电阻率的装置简图

测定岩石和矿石标本电阻率的方法很多，这里以常用的四极法为例，说明其测定电阻率的方法原理。图1.1.5 为测量岩石和矿石标本电阻率的装置简图。在截面为S的长方形岩石或矿石标本的两端，装有与标本紧密接触的金属片状电极A和B，A、B极的外路与电流表、干电池等联成回路。另外，在岩石标本的中部，绕有与标本紧靠，并由金属丝做成的相距为l的两个环形电极M、N，M和N的外路与测量电位差的电位计和导线连通。

当进行测量时，在A、B回路中供电电流为I，若M、N极间引起的电位差为ΔU_MN，则可按下式计算岩石标本的电阻率

电法勘探

应当指出，这种测定电阻率的方法，并不是通常都能做到的，因为它要求岩石标本要有较规则的形状。此外，天然岩石经过加工后，其内部矿物结构情况可能发生变化，这必然会影响测定电阻率值的准确性。再则，经加工后的标本通常是放在水中浸润一定时间后进行测定的，这就使得标本表面部分的电阻率值低于标本内部的值。因此，测定的数值并不能完全代表野外条件下岩石的实际电阻率值。在进行标本电阻率测定工作或运用测定结果时，对上述问题均给以充分的注意。

岩石和矿石电阻率测定结果表明，由于影响岩石和矿石电阻率大小的因素较多，因而其值局部变化很大。不难理解，某一块标本或某一个露头上所测得的岩石电阻率不可能代表整个工作地区某种岩层或矿体的平均电阻率值，甚至差别很大。于是，就需要在工作地区的不同地段尽量多地选择岩石露头或采集岩石标本进行电阻率测定。然后，应对测定结果进行统计、整理和分析研究。当岩石和矿石的导电性具有非各向同性时，还需进行不同方向测定和统计整理。

当某种岩石(或矿石)测定的标本数或露头上测定的点数小于30时，一般按下式计算岩石(或矿石)电阻率的几何平均值

电法勘探

式中：n为测定岩石标本的块数。

当测定的岩石标本块数或岩石露头点数很多时，则可以应用数理统计的方法，绘制频率分布直方图，以表示所测岩石电阻率的分布特征或确定其常见值。

11.6不同物质的导电性能

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荆单湿毒： 要看什么石头,有些是半导体,干燥的话不是

铜仁市13961419967： 电磁法的定义 - ？
荆单湿毒： 电磁法 electromagnetic method 又称“电磁感应法”.根据岩石或矿石的导电性和导磁性的不同,利用电磁感应原理进行找矿勘探的方法,统称为电磁法.电磁法的基本原理是:当地下存在导电地质体时,在交变电磁场(一次场)的作用下,导体中将产生涡流(感应电流),涡流又在其周围产生二次磁场(二次场).二次场的出现使一次场发生畸变.一般说,一次场和二次场迭加后的总场在强度、相位和方向上与一次场不同.研究二次场的强度和随时间衰变或研究总场各分量的强度、空间分布和时间特性等,可发现异常和推断地下导电体的存在.如果地质体具有高导磁性,在一次场作用下,受人工磁化产生二次磁场,同样可以发现异常并推断地下导磁体的存在.