固體電介質(zhì)的擊穿教材

1、 當(dāng)施加于電介質(zhì)的電場增大到相當(dāng)強(qiáng)時，電介質(zhì)的電導(dǎo)就不服從歐姆定律了，實驗表明，電介質(zhì)在強(qiáng)電場下的電流密度按指數(shù)規(guī)律隨電場強(qiáng)度增加而增加，當(dāng)電場進(jìn)一步增強(qiáng)到某個臨界值時，電介質(zhì)的電導(dǎo)突然劇增，電介質(zhì)便由絕緣狀態(tài)變?yōu)閷?dǎo)電狀態(tài)，這一躍變現(xiàn)象稱為電介質(zhì)的擊穿。 3.3 固體電介質(zhì)的擊穿 介質(zhì)發(fā)生擊穿時，通過介質(zhì)的電流劇烈地增加，通常以介質(zhì)伏安特性斜率趨向于作為擊穿發(fā)生的標(biāo)志（見圖3-12）。發(fā)生擊穿時的臨界電壓稱為電介質(zhì)的擊穿電壓，相應(yīng)的電場強(qiáng)度稱為電介質(zhì)的擊穿場強(qiáng)。 圖3-12 電介質(zhì)擊穿時的伏安特性 與氣體、液體介質(zhì)相比，固體介質(zhì)的擊穿場強(qiáng)較高，但固體介質(zhì)擊穿后材料中留下有不能恢復(fù)的痕跡，如燒焦

2、或熔化的通道、裂縫等，即使去掉外施電壓，也不象氣體、液體介質(zhì)那樣能自行恢復(fù)絕緣性能。 固體電介質(zhì)的擊穿中，常見的有熱擊穿、電擊穿和不均勻介質(zhì)局部放電引起擊穿等形式。圖3-13 固體電介質(zhì)擊穿場強(qiáng)與電壓作用時間的關(guān)系 電介質(zhì)擊穿場強(qiáng)與電壓作用時間的關(guān)系及不同擊穿形式的范圍示于圖3-13。1. 熱擊穿 熱擊穿是由于電介質(zhì)內(nèi)部熱不穩(wěn)定過程所造成的。當(dāng)固體電介質(zhì)加上電場時，電介質(zhì)中發(fā)生的損耗將引起發(fā)熱，使介質(zhì)溫度升高。 電介質(zhì)的熱擊穿不僅與材料的性能有關(guān)，還在很大程度上與絕緣結(jié)構(gòu)（電極的配置與散熱條件）及電壓種類、環(huán)境溫度等有關(guān)，因此熱擊穿強(qiáng)度不能看作是電介質(zhì)材料的本征特性參數(shù)。2. 電擊穿 電擊穿是

3、在較低溫度下，采用了消除邊緣效應(yīng)的電極裝置等嚴(yán)格控制的條件下，進(jìn)行擊穿試驗時所觀察到的一種擊穿現(xiàn)象。電擊穿的主要特征是：擊穿場強(qiáng)高；在一定溫度范圍內(nèi)，擊穿場強(qiáng)隨溫度升高而增大，或變化不大。 均勻電場中電擊穿場強(qiáng)反映了固體介質(zhì)耐受電場作用能力的最大限度，它僅與材料的化學(xué)組成及性質(zhì)有關(guān)，是材料的特性參數(shù)之一，所以通常稱之為耐電強(qiáng)度或電氣強(qiáng)度。3. 不均勻電介質(zhì)的擊穿 不均勻電介質(zhì)擊穿是指包括固體、液體或氣體組合構(gòu)成的絕緣結(jié)構(gòu)中的一種擊穿形式。與單一均勻材料的擊穿不同，擊穿往往是從耐電強(qiáng)度低的氣體開始，表現(xiàn)為局部放電，然后或快或慢地隨時間發(fā)展至固體介質(zhì)劣化損傷逐步擴(kuò)大，致使介質(zhì)擊穿。3.3.1 固體

4、電介質(zhì)的熱擊穿3.3.2 固體電介質(zhì)的電擊穿3.3.3 不均勻電介質(zhì)的擊穿 由于實際固體介質(zhì)擊穿還伴隨有機(jī)械、熱的、化學(xué)的等復(fù)雜過程，因而至今還沒有建立起可以滿意地解釋所有擊穿現(xiàn)象的理論，但是已經(jīng)有了一些能夠較好說明部分現(xiàn)象的理論，以下將分別加以討論。返回3.3.1 固體電介質(zhì)的熱擊穿 瓦格納的熱擊穿模型如圖3-14所示。假設(shè)固體介質(zhì)置于平板電極a、b之間，該介質(zhì)有一處或幾處的電阻比其周圍小得多，構(gòu)成電介質(zhì)中的低阻導(dǎo)電通道。1. 瓦格納熱擊穿理論圖3-14 瓦格納熱擊穿模型 如通道的橫截面積為S，長度為d，電導(dǎo)率為 ，當(dāng)加上直流電壓U后，電流便主要集中在這導(dǎo)電通道內(nèi)，則每秒鐘內(nèi)導(dǎo)電通道由于電流

5、通過而產(chǎn)生的熱量為圖3-14 瓦格納熱擊穿模型dSURUQ22124. 024. 0(3-28) 每秒鐘內(nèi)由導(dǎo)電通道向周圍介質(zhì)散出的熱量與通道長度d，通道平均溫度T與周圍介質(zhì)溫度T0的溫度差(TT0) 成正比，即散熱量為dTTQ)(02 式中， 散熱系數(shù)。 電介質(zhì)導(dǎo)電通道的電導(dǎo)率 與溫度的關(guān)系，為)(00TTte式中， 導(dǎo)電通道在溫度T0時的電導(dǎo)率； 溫度系數(shù)。0t(3-29)(3-30) 由上可知， 是溫度的函數(shù)，所以發(fā)熱量Q1也是溫度的函數(shù)，因此對于不同的電壓U值，Q1與T的關(guān)系是一簇指數(shù)曲線（圖3-15），曲線1、2、3分別為在電壓U1、U2、U3（U1U2U3）作用下，介質(zhì)發(fā)熱量與介質(zhì)

6、導(dǎo)電通道溫度的關(guān)系。圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 從圖3-15可看出：曲線1（電壓為U1時）高于曲線4，固體介質(zhì)內(nèi)發(fā)熱量Q1總是大于散熱量Q2，在任何溫度下都不會達(dá)到熱平衡，電介質(zhì)的溫度將不斷地升高，最后導(dǎo)致介質(zhì)熱擊穿。圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 曲線3（電壓為U3時）與曲線4有兩個交點Q1=Q2 。由于發(fā)熱量等于散熱量，此兩點稱為熱平衡點，a點是穩(wěn)定的熱平衡點，b點是不穩(wěn)定的熱平衡點。因而電介質(zhì)被加熱到通道溫度為ta就停留在熱穩(wěn)定狀態(tài)。 曲線2（電壓為U2時）與曲線4相切，切點c是一個不穩(wěn)定的熱平衡點。因為當(dāng)導(dǎo)電通道溫度ttc時，電介質(zhì)發(fā)熱量大于散熱量，溫度將上升到t

7、c；而當(dāng)ttc 時，發(fā)熱量也大于散熱量，導(dǎo)電通道的溫度將不斷上升，導(dǎo)致熱擊穿。圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 相應(yīng)于切點c的熱擊穿臨界電壓20024. 0TcdeeSU圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線(3-31) 可見，曲線2是介質(zhì)熱穩(wěn)定狀態(tài)和不穩(wěn)定狀態(tài)的分界線，所以電壓U2確定為熱擊穿的臨界電壓，tc為熱擊穿的臨界溫度。2. 均勻固體電介質(zhì)熱擊穿電壓的確定 考慮到介質(zhì)材料通常是在長時間的交、直流電壓或短時間作用的脈沖電壓下工作的，所以可以近似化為兩種極端情況來討論此類方程式的求解問題：電壓作用時間很短，散熱來不及進(jìn)行的情況，稱這種情況下的擊穿為脈沖熱擊穿;電壓長時間作用，介質(zhì)內(nèi)溫度變化極慢的情況，稱這

8、種情況下的擊穿為穩(wěn)態(tài)熱擊穿。（1）脈沖熱擊穿 認(rèn)為電場作用時間很短，以致導(dǎo)熱過程可以忽略不計時，則熱平衡方程為2EdtdTcv 如知道 及 ，即可由上式求出溫度到達(dá)介質(zhì)熱破壞臨界溫度時的熱擊穿場強(qiáng)。)(tEE ),(ET(3-32) 假設(shè)施加于介質(zhì)的脈沖電場為斜角波形電場，即ttEEcc)( 式中，Ec 熱擊穿場強(qiáng)；tc 至擊穿的時間。 一般在電場不太強(qiáng)的情況下，介質(zhì)的電導(dǎo)率可表示為TkTee/0/0 式中， 介質(zhì)的常數(shù)；k玻耳茲曼常數(shù).0,(3-33)(3-34)k/ 在環(huán)境溫度不時， ， ，可得熱擊穿臨界場強(qiáng)為0)/(Tk 0TTc02/2/10203TcvcetTcE 此式給出了擊穿場強(qiáng)

9、與擊穿時間的關(guān)系。(3-35)（2）穩(wěn)態(tài)熱擊穿 熱擊穿臨界電壓為 如環(huán)境溫度不高時， ， ，上式積分可近似為cTTocdTKU08202/210200)8(TceKTU0T0TTc(3-36)(3-37)返回返回3.3.2 固體電介質(zhì)的電擊穿 希伯爾（Hippel）和弗羅利希（Frohlich）在固體物理的基礎(chǔ)上用量子力學(xué)為工具逐步發(fā)展建立了固體電介質(zhì)電擊穿的碰撞電離理論。 在強(qiáng)電場下固體導(dǎo)帶中可能因場致發(fā)射或熱發(fā)射而存在一些導(dǎo)電電子，這些電子在外電場作用下被加速獲得動能，同時在其運(yùn)動中又與晶格振動相互作用而激發(fā)晶格振動，把電場的能量傳遞給晶格。當(dāng)這兩個過程在一定的溫度和場強(qiáng)下平衡時，固體介質(zhì)

10、有穩(wěn)定的電導(dǎo)。 這一理論可簡述如下： 當(dāng)電子從電場中得到的能量大于損失給晶格振動的能量時，電子的動能就越來越大，至電子能量大到一定值后，電子與晶格振動的相互作用便導(dǎo)致電離產(chǎn)生新電子，自由電子數(shù)迅速增加，電導(dǎo)進(jìn)入不穩(wěn)定階段，擊穿開始發(fā)生。 按擊穿發(fā)生的判定條件的不同，電擊穿理論可分為兩大類：以碰撞電離開始作為擊穿判據(jù)。稱這類理論為碰撞電離理論，或稱本征電擊穿理論。以碰撞電離開始后，電子數(shù)倍增到一定數(shù)值，足以破壞電介質(zhì)結(jié)構(gòu)作為擊穿判據(jù)。稱這類理論為雪崩擊穿理論。1. 本征電擊穿理論 式中，u電子能量。 在電場E的作用下，電子被加速，因此電子單位時間從電場獲得的能量可表示為),(uEAA 電子在其運(yùn)

11、動中與晶格振動相互作用而發(fā)生能量的交換。由于晶格振動與溫度有關(guān)，所以B可寫為),(0uTBB 式中，To晶格溫度。(3-38)(3-39),(),(0uTBuEA 平衡時 當(dāng)場強(qiáng)增加到使平衡破壞時，碰撞電離過程便立即發(fā)生。所以使式（3-40）成立的最大場強(qiáng)就是碰撞電離開始發(fā)生的起始場強(qiáng)，把這一場強(qiáng)作為電介質(zhì)的臨界擊穿場強(qiáng)。(3-40)2. 雪崩擊穿理論場致發(fā)射擊穿碰撞電離雪崩擊穿返回返回3.3.3 不均勻電介質(zhì)的擊穿 1. 復(fù)合電介質(zhì)的擊穿雙層復(fù)合電介質(zhì)的擊穿 邊緣效應(yīng)及其消除方法 設(shè)一雙層復(fù)合電介質(zhì)模型及其等效電路如圖3-16所示。雙層介質(zhì)的厚度、電導(dǎo)率及介電常數(shù)分別為d1、d2、 、 和

12、、 ，外施電壓為U及兩層介質(zhì)中場強(qiáng)分別E1、E2。（1）雙層復(fù)合電介質(zhì)的擊穿 1212圖3-16 雙層復(fù)合電介質(zhì)及其等效電路 設(shè)U為外施恒定電壓，在U作用下達(dá)到穩(wěn)態(tài)時，若引入復(fù)合電介質(zhì)的宏觀平均場強(qiáng)dUddUE21 則有EdddE122121EdddE122112式中，dd1+d2。(3-41)(3-42) 從式（3-42）可見，各層介質(zhì)電場強(qiáng)度與其電導(dǎo)率成反比。如 = ，則E1=E2=E；如 與 相差很大，其中必有一層電介質(zhì)的場強(qiáng)大于E，例如E1E，則當(dāng)E1達(dá)到第一層電介質(zhì)的擊穿場強(qiáng)E1b時，引起該層電介質(zhì)擊穿。第一層擊穿后，全部電壓加在第二層上使E2因此大為畸變，通常導(dǎo)致第二層電介質(zhì)隨之擊

13、穿，即引起全部電介質(zhì)擊穿。1212（2）邊緣效應(yīng)及其消除方法 為了研究固體電介質(zhì)本征擊穿的物理常數(shù)耐電強(qiáng)度，必須采用消除邊緣的方法，使固體電介質(zhì)能在足夠均勻的電場下發(fā)生電擊穿。 為了得到均勻電場消除邊緣效應(yīng)，其方法之一就是將電極試樣系統(tǒng)做成一定的尺寸和形狀，一般采用把試樣制作為凹面狀如圖3-17所示。圖3-17 獲得均勻電場的電極試樣系統(tǒng) 消除邊緣效應(yīng)的方法之二是選用適當(dāng)?shù)拿劫|(zhì)，使在固體電介質(zhì)擊穿之前媒質(zhì)中所分配到的電場度低于其擊穿值。 但并非所有的固體電介質(zhì)都能實現(xiàn)，例如云母、有機(jī)薄膜等介質(zhì)困難就較大。對于這類固體電介質(zhì)，通常采用簡單電極試樣系統(tǒng)。 若試樣厚度t與下凹部分最小厚度d之比足夠大

14、（比值不小于510），則擊穿往往發(fā)生在足夠均勻電場的最小厚度處。圖3-17 獲得均勻電場的電極試樣系統(tǒng) 在含有氣體（如氣隙或氣泡）或液體（如油膜）的固體電介質(zhì)中，當(dāng)擊穿強(qiáng)度較低的氣體或液體中的局部電場強(qiáng)度達(dá)到其擊穿場強(qiáng)時，這部分氣體或液體開始放電，使電介質(zhì)發(fā)生不貫穿電極的局部擊穿，這就是局部放電現(xiàn)象。這種放電雖然不立即形成貫穿性通道，但長期的局部放電，使電介質(zhì)（特別是有機(jī)電介質(zhì)）的劣化損傷逐步擴(kuò)大，導(dǎo)致整個電介質(zhì)擊穿。2. 局部放電電的作用熱的作用化學(xué)作用 局部放電引起電介質(zhì)劣化損傷的機(jī)理是多方面的，但主要有如下三個方面： 厚度為d的固體電介質(zhì)內(nèi)含一個厚度為t的扁平圓柱形空氣隙，其軸線與電場平

15、行。固體電介質(zhì)的剖面及氣隙放電時的等效電路如圖3-18所示。固體電介質(zhì)中氣隙放電的等效電路及放電過程圖3-18 固體電介質(zhì)中氣隙放電及其等效電路 其中Cg為空氣隙的電容 ，Cb為與空氣隙串聯(lián)的電介質(zhì)的電容，Ca為除Cb、Cg以外其余電介質(zhì)的電容。通常氣隙尺寸很小，有CaCgCb。電極間的全部電容為圖3-18 固體電介質(zhì)中氣隙放電及其等效電路babgbgaCCCCCCCC(3-43) 如果電極間加上瞬時值為u的交變電壓，當(dāng)介質(zhì)的tan很小時，則Cg上分配到的電壓瞬時值為bgbgCCCuu(3-44) 當(dāng)Ur隨U增加達(dá)到氣隙放電電壓Ug時，氣隙發(fā)生放電，放電后Cg上的電壓急劇下降，同時Cb通過氣隙

16、被充電。圖3-19 氣隙放電時氣隙上的電壓變化 當(dāng)氣隙上電壓降至剩余電壓Ur時，放電熄滅。隨著外施電壓瞬時值u的上升，氣隙Cg上的電壓又達(dá)到Ug，便發(fā)生第二次放電。 當(dāng)電壓再繼續(xù)上升時，放電依次重復(fù)發(fā)生。當(dāng)外施電壓U經(jīng)峰值后下降，分配在Cg上的電壓也相應(yīng)降低。圖3-19 氣隙放電時氣隙上的電壓變化 當(dāng)U降至一定值時，它將低于Cb在Cg放電時已充上的電壓，則Cb向Cg反充電，在Cg上的電壓達(dá)到Ug時發(fā)生反向放電，放電后Cg上的電壓下降至Ur時放電熄滅。隨著外施電壓繼續(xù)下降到反方向上升，放電則不斷發(fā)生。 Cg上的電壓變化如圖3-19所示。由圖可見，空氣隙中的放電具有間歇性的特征，放電集中發(fā)生于外施

17、電壓上升和下降最陡的區(qū)域。圖3-19 氣隙放電時氣隙上的電壓變化 由于氣隙放電使氣隙上電壓下降 (U=UgUr)，必引起Cb上的電壓增加 。隨著Cb上電壓的增加，需要補(bǔ)充的電荷增量為UU)(rgbbUUCUCQ且有 gbbrCCCQQ 稱Q為視在電荷量。由于CbCg，視在放電量比真實放電量要小得多。因后者目前尚無法求得而前者可以實測，故將視在放電量Q作為局部放電量。(3-45)(3-46) 單位時間內(nèi)的平均放電次數(shù)也是一個很需要的局部放電參數(shù)。如交變電壓的頻率為f，則每秒內(nèi)的平均放電次數(shù)N為fnN2 式中，n半個周期內(nèi)的平均放電次數(shù)。 需要指出，實際電氣設(shè)備的絕緣中往往有多個大小不等的氣隙，每

18、個氣隙具有不同的氣隙放電起始電壓Ug值 ，這時每半周的放電次數(shù)是在各個Ug值時的n疊加的結(jié)果。(3-47) 局部放電圖與放電類型相關(guān)，不同的類型放電位置不同，以下三圖是交流狀態(tài)下局部放電的放電圖。圖3-20 絕緣內(nèi)部氣泡的放電圖形圖3-21 表面放電圖形圖3-22 電暈放電圖形(a)放電部位 (b)放電圖形 (c)較高電壓時放電波形3. 聚合物電介質(zhì)的樹枝化擊穿 樹枝化擊穿是聚合物電介質(zhì)在長時間強(qiáng)電場作用下發(fā)生的一種老化破壞形式，在介質(zhì)中形成具有氣化了的儼如樹枝狀的痕跡，樹枝是充滿氣體的直徑為皮米（1pm=10-12m）以下的細(xì)微“管子”組成的通道，如圖3-23所示。圖3-23 電極尖端有、無氣隙時的電樹枝 樹枝可以因介質(zhì)中間歇性的局部放電而緩慢地擴(kuò)展，更可以在脈沖電壓作用下迅速發(fā)展，也能在無任何局部放電的情況下，由于介質(zhì)中局部電場集中而發(fā)生。屬于這些原因引起的樹枝稱為電樹枝（如圖3-23所示有、無氣隙的樹枝和圖3-24所示為35kV聚乙烯電纜中的雜質(zhì)電樹枝）。圖3-24 35kV聚乙烯電纜中的雜質(zhì)電樹枝1-電樹枝 2-云霧狀細(xì)微裂紋 3-雜質(zhì)核心 樹枝亦能因存在水分而緩慢發(fā)生，如在水下運(yùn)行的200700V低壓電纜中也發(fā)現(xiàn)有