高電壓是技術(shù)ppt11.1

1、1.1 氣體放電的基本物理過程 高壓電氣設(shè)備中的絕緣介質(zhì)有氣體、液體、固體以及其它復(fù)合介質(zhì)。由于氣體絕緣介質(zhì)不存在老化的問題，在擊穿后也有完全的絕緣自恢復(fù)特性，再加上其成本非常廉價，因此氣體成為了在實際應(yīng)用中最常見的絕緣介質(zhì)。 氣體擊穿過程的理論研究雖然還不完善，但是相對于其他幾種絕緣材料來說最為完整。因此，高電壓絕緣的論述一般都由氣體絕緣開始。 本節(jié)內(nèi)容：1.1.1 帶電質(zhì)點的產(chǎn)生1.1.2 帶電質(zhì)點的消失1.1.3 電子崩與湯遜理論1.1.4 巴申定律與適用范圍1.1.5 不均勻電場中的氣體放電返回1.1.1 帶電質(zhì)點的產(chǎn)生氣體放電是對氣體中流通電流的各種形式統(tǒng)稱。 由于空氣中存在來自空間

2、的輻射，氣體會發(fā)生微弱的電離而產(chǎn)生少量的帶電質(zhì)點。正常狀態(tài)下氣體的電導(dǎo)很小，空氣還是性能優(yōu)良的絕緣體； 在出現(xiàn)大量帶電質(zhì)點的情況下，氣體才會喪失絕緣性能。 1、氣體中電子與正離子的產(chǎn)生 電離是指電子脫離原子核的束縛而形成自由電子和正離子的過程。電離可一次完成，也可以是先激勵再電離的分級電離方式。 電離方式可分為 ： 熱電離 光電離 碰撞電離 分級電離電子在電場中的運動軌跡 視頻鏈接（1）熱電離 常溫下，氣體分子發(fā)生熱電離的概率極小。 氣體中發(fā)生電離的分子數(shù)與總分子數(shù)的比值m稱為該氣體的電離度。 下圖為不同溫度下空氣和 氣體的熱電離程度。圖1-1 不同溫度下空氣和氣體的熱電離程度6SF（2）光電

3、離當(dāng)滿足以下條件時，產(chǎn)生光電離iWhc式中： ：光的波長； ：光速； ：氣體的電離能ciW光子來源外界高能輻射線氣體放電本身(1-2)（3）碰撞電離 電子或離子在電場作用下加速所獲得的動能（ ）與質(zhì)點電荷量(e)、電場強度（ ）以及碰撞前的行程( )有關(guān)即 (1-3)eExmv 221221mvExieExW式中： ：電子的電荷量； ：外電場強度； ：電子移動的距離 eEx(1-4) 高速運動的質(zhì)點與中性的原子或分子碰撞時，如原子或分子獲得的能量等于或大于其電離能，則會發(fā)生電離。 因此，電離條件為 為使碰撞能導(dǎo)致電離，質(zhì)點在碰撞前必須經(jīng)過的距離為：EUEqWxieii式中 為氣體的電離電位，在

4、數(shù)值上與以eV為單位的 相等iUiW 的大小取決于場強E，增大氣體中的場強將使 值減少?？梢娞岣咄饧与妷簩⑹古鲎搽婋x的概率和強度增大。ixix(1-4)（4）分級電離 當(dāng)逸出功電離能時，陰極表面電離可在下列情況下發(fā)生：正離子撞擊陰極表面光電子發(fā)射強場發(fā)射熱電子發(fā)射2、電極表面的電子逸出逸出功使電子從金屬表面逸出需要的能量。 不同金屬的逸出功不同，如表1-2所示： 電子從電極表面逸出所需的能量可通過下述途徑獲得 ：（1）正離子撞擊陰極 （2）光電子發(fā)射 （3）強場發(fā)射 （4）熱電子發(fā)射 3、氣體中負離子的形成 附著：電子與氣體分子碰撞時，不但有可能引起碰撞電離而產(chǎn)生出正離子和新電子，也可能發(fā)生電

5、子附著過程而形成負離子。 負離子的形成并未使氣體中帶電粒子的數(shù)目改變，但卻能使自由電子數(shù)減少，因而對氣體放電的發(fā)展起抑制作用。 電子親合能：使基態(tài)的氣體原子獲得一個電子形成負離子時所放出的能量，其值越大則越易形成負離子。 電子親合能未考慮原子在分子中的成鍵作用，為了說明原子在分子中吸引電子的能力，在化學(xué)中引入電負性概念。 電負性：一個無量綱的數(shù)，其值越大表明原子在分子中吸引電子的能力越大 。表l-3列出了鹵族元素的電子親合能與電負性數(shù)值 返回1.1.2 帶電質(zhì)點的消失帶電質(zhì)點的消失可能有以下幾種情況： 帶電質(zhì)點受電場力的作用流入電極 ；帶電質(zhì)點因擴散而逸出氣體放電空間；帶電質(zhì)點的復(fù)合。 復(fù)合復(fù)

6、合：當(dāng)氣體中帶異號電荷的粒子相遇時，有可能發(fā)生電荷的傳遞與中和，這種現(xiàn)象稱為復(fù)合。 復(fù)合可能發(fā)生在電子和正離子之間，稱為電子復(fù)合，其結(jié)果是產(chǎn)生一個中性分子；復(fù)合也可能發(fā)生在正離子和負離子之間，稱為離子復(fù)合，其結(jié)果是產(chǎn)生兩個中性分子。帶電質(zhì)點的復(fù)合 返回1.1.3 電子崩與湯遜理論 氣體放電現(xiàn)象與規(guī)律因氣體的種類、氣壓和間隙中電場的均勻度而異。 但氣體放電都有從電子碰撞電離開始發(fā)展到電子崩的階段。 （1）非自持放電和自持放電的不同特點 宇宙射線和放射性物質(zhì)的射線會使氣體發(fā)生微弱的電離而產(chǎn)生少量帶電質(zhì)點；另一方面、負帶電質(zhì)點又在不斷復(fù)合，使氣體空間存在一定濃度的帶電質(zhì)點。因此，在氣隙的電極間施加電

7、壓時，可檢測到微小的電流。1、放電的電子崩階段 由圖1-3可見， （1）在I-U曲線的OA段：氣隙電流隨外施電壓的提高而增大，這是因為帶電質(zhì)點向電極運動的速度加快導(dǎo)致復(fù)合率減小。當(dāng)電壓接近 時，電流趨于飽和，因為此時由外電離因素產(chǎn)生的帶電質(zhì)點全部進入電極，所以電流值僅取決于外電離因素的強弱而與電壓無關(guān)圖13 氣體間隙中電流與外施電壓的關(guān)系A(chǔ)U （2）在I-U曲線的B、C點：電壓升高至 時，電流又開始增大，這是由于電子碰撞電離引起的，因為此時電子在電場作用下已積累起足以引起碰撞電離的動能。電壓繼續(xù)升高至 時，電流急劇上升，說明放電過程又進入了一個新的階段。此時氣隙轉(zhuǎn)入良好的導(dǎo)電狀態(tài)，即氣體發(fā)生了

8、擊穿。圖13 氣體間隙中電流與外施電壓的關(guān)系BU0U（3）在I-U曲線的BC段： 雖然電流增長很快，但電流值仍很小，一般在微安級，且此時氣體中的電流仍要靠外電離因素來維持，一旦去除外電離因素，氣隙電流將消失。圖13 氣體間隙中電流與外施電壓的關(guān)系 0U 因此，外施電壓小于 時的放電是非自持放電。電壓達到 后，電流劇增，且此時間隙中電離過程只靠外施電壓已能維持，不再需要外電離因素了。外施電壓達到 后的放電稱為自持放電， 稱為放電的起始電壓。0U0U0U0U（2）電子崩的形成 外界電離因子在陰極附近產(chǎn)生了一個初始電子，如果空間電場強度足夠大，該電子在向陽極運動時就會引起碰撞電離，產(chǎn)生一個新的電子，

9、初始電子和新電子繼續(xù)向陽極運動，又會引起新的碰撞電離，產(chǎn)生更多電子。圖14 電子崩的示意圖 視頻鏈接電子崩的演示 依此，電子將按照幾何級數(shù)不斷增多，類似雪崩似地發(fā)展，這種急劇增大的空間電子流被稱為電子崩。 為了分析碰撞電離和電子崩引起的電流，引入：電子碰撞電離系數(shù) 。:表示一個電子沿電場方向運動1cm的行程所完成的碰撞電離次數(shù)平均值。 如圖1-5為平板電極氣隙，板內(nèi)電場均勻，設(shè)外界電離因子每秒鐘使陰極表面發(fā)射出來的初始電子數(shù)為n0。圖15 計算間隙中電子數(shù)增長的示意圖 由于碰撞電離和電子崩的結(jié)果，在它們到達x處時，電子數(shù)已增加為n，這n個電子在dx的距離中又會產(chǎn)生dn個新電子。根據(jù)碰撞電離系數(shù)

10、 的定義，可得：分離變量并積分之，可得：xdxenn00(1-7)(1-8) 對于均勻電場來說，氣隙中各點的電場強度相同， 值不隨x而變化，所以上式可寫成：xenn0(1-9)xndnd抵達陽極的電子數(shù)應(yīng)為：daenn0(1-10) 1(00daennnn 將式(1-8)的等號兩側(cè)乘以電子的電荷 ，即得電流關(guān)系式：eq途中新增加的電子數(shù)或正離子數(shù)應(yīng)為：(1-11)deII0式(1-12)中，eqnI00(1-12) 式(1-12) 表明：雖然電子崩電流按指數(shù)規(guī)律隨極間距離d而增大，但這時放電還不能自持，因為一旦除去外界電離因子(令 )，即 變?yōu)榱恪?0IIdeII0（3）影響碰撞電離系數(shù)的因素

11、(1-13)若電子的平均自由行程為 ，則在1cm長度內(nèi)一個電子的平均碰撞次數(shù)為 。1設(shè)在處有個電子沿電力線方向運動，行經(jīng)距離時還剩下個電子未發(fā)生過碰撞，則在到這一距離中發(fā)生碰撞的電子數(shù)應(yīng)為dxndn 由上式積分得：/0 xenn 由第一節(jié)公式，實際自由行程長度等于或大于xi的概率為 ，所以也就是碰撞電離的概率。 根據(jù)碰撞電離系數(shù) 的定義，即可得出：iexeEUexeeieiee11(1-14) 由第一節(jié)公式 內(nèi)容可知，電子的平均自由長度 與氣溫 成正比、與氣壓 成反比，即：TprkTe2eppTe(1-15)當(dāng)氣溫 不變時，式(1-14)即可改寫為：T式中A、B是兩個與氣體種類有關(guān)的常數(shù)。EB

12、pApe由上式不難看出：電場強度E增大時， 急劇增大; 很大或很小時， 都比較小。p(1-16) 所以，在高氣壓和高真空下，氣隙不易發(fā)生放電現(xiàn)象，具有較高的電氣強度。高氣壓時， 很小，單位長度上的碰撞次數(shù)很多，但能引起電離的概率很??；低氣壓和真空時， 很大，總的碰撞次數(shù)少，所以 也比較小。ee2、湯遜理論 前述已知，只有電子崩過程是不會發(fā)生自持放電的。要達到自持放電的條件，必須在氣隙內(nèi)初始電子崩消失前產(chǎn)生新的電子（二次電子）來取代外電離因素產(chǎn)生的初始電子。 實驗現(xiàn)象表明，二次電子的產(chǎn)生機制與氣壓和氣隙長度的乘積（ ）有關(guān)。 值較小時自持放電的條件可用湯遜理論來說明； 值較大時則要用流注理論來解

13、釋。pdpdpd（1） 過程與自持放電條件 由于陰極材料的表面逸出功比氣體分子的電離能小很多，因而正離子碰撞陰極較易使陰極釋放出電子。此外正負離子復(fù)合時，以及分子由激勵態(tài)躍遷回正常態(tài)時，所產(chǎn)生的光子到達陰極表面都將引起陰極表面電離，統(tǒng)稱為 過程。 為此引入系數(shù)。 設(shè)外界光電離因素在陰極表面產(chǎn)生了一個自由電子，此電子到達陽極表面時由于 過程，電子總數(shù)增至 個。因在對 系數(shù)進行討論時已假設(shè)每次電離撞出一個正離子，故電極空間共有（ 1）個正離子。由系數(shù) 的定義，此（ 1）個正離子在到達陰極表面時可撞出 （ 1）個新電子，這些電子在電極空間的碰撞電離同樣又能產(chǎn)生更多的正離子，如此循環(huán)下去。dedede

14、de自持放電條件為1) 1(de ：一個正離子撞擊到陰極表面時產(chǎn)生出來的二次電子數(shù) ：電子碰撞電離系數(shù)：兩極板距離d 此條件物理概念十分清楚，即一個電子在自己進入陽極后可以由 及 過程在陰極上又產(chǎn)生一個新的替身，從而無需外電離因素放電即可繼續(xù)進行下去。(1-21)（2）湯遜放電理論的適用范圍 湯遜理論是在低氣壓、 較小的條件下在放電實驗的基礎(chǔ)上建立的。 過小或過大，放電機理將出現(xiàn)變化，湯遜理論就不再適用了。dd 過小時，氣壓極低( 過小在實際上是不可能的)， 過小， 遠大于 ，碰撞電離來不及發(fā)生，擊穿電壓似乎應(yīng)不斷上升，但實際上電壓U上升到一定程度后，場致發(fā)射將導(dǎo)致?lián)舸?，湯遜的碰撞電離理論不再

15、適用，擊穿電壓將不再增加。d/dd 過大時，氣壓高，或距離大，這時氣體擊穿的很多實驗現(xiàn)象無法全部在湯遜理論范圍內(nèi)給以解釋：放電外形；放電時間；擊穿電壓；陰極材料。d 因此，通常認(rèn)為， 0.26 cm(pd200 cm mmHg)時，擊穿過程將發(fā)生變化，湯遜理論的計算結(jié)果不再適用，但其碰撞電離的基本原理仍是普遍有效的。d返回1.1.4 巴申定律與適用范圍 早在湯遜理論出現(xiàn)之前，巴申(Paschen)就于1889年從大量的實驗中總結(jié)出了擊穿電壓 與 的關(guān)系曲線，稱為巴申定律，即bupd)(pdfUb (1-23)1、巴申定律圖1-7給出了空氣間隙的 與 的關(guān)系曲線。從圖中可見，首先， 并不僅僅由

16、決定，而是 的函數(shù)；其次 不是 的單調(diào)函數(shù)，而是U型曲線，有極小值。pdfubbupdbudpdbupd圖1-7 實驗求得的均勻場不同氣體間隙 曲線 不同氣體，其巴申曲線上的最低擊穿電壓 ，以及使 的 值 各不相同。對空氣， 的極小值為 。min,bUmin,bbUu mindbuVUb325min,此極小值出現(xiàn)在 cm時，即 的極小值不是出現(xiàn)在常壓下，而是出現(xiàn)在低氣壓，即空氣相對密度很小的情況下。575 10ddbupdfub圖1-7 實驗求得的均勻場不同氣體間隙 曲線返回1.1.5 不均勻電場中的氣體放電 電氣設(shè)備中很少有均勻電場的情況。但對不均勻電場還要區(qū)分兩種不同的情況，即稍不均勻電場

17、和極不均勻電場。全封閉組合電器(GIS)的母線筒和高壓實驗室中測量電壓用的球間隙是典型的稍不均勻電場；高壓輸電線之間的空氣絕緣和實驗室中高壓發(fā)生器的輸出端對墻的空氣絕緣則屬于極不均勻電場。1. 稍不均勻電場和極不均勻電場的特點與劃分 均勻電場是一種少有的特例，在實際電力設(shè)施中常見的卻是不均勻電場。 為了描述各種結(jié)構(gòu)的電場不均勻程度，可引入一個電場不均勻系數(shù)f，表示為：vEEfmax:最大電場強度vE:平均電場強度dUEvf4屬不均勻電場。(1-26)maxE2. 極不均勻電場的電暈放電（1）電暈放電 在極不均勻場中，當(dāng)電壓升高到一定程度后，在空氣間隙完全擊穿之前，大曲率電極(高場強電極)附近會

18、有薄薄的發(fā)光層，這種放電現(xiàn)象稱為電暈。 電暈放電是極不均勻電場所特有的一種自持放電形式。開始出現(xiàn)電暈時的電壓稱為電暈起始電壓 ，而此時電極表面的場強稱為電暈起始場強 。cUcE 根據(jù)電暈層放電的特點，可分為兩種形式：電子崩形式和流注形式。 當(dāng)起暈電極的曲率很大時，電暈層很薄，且比較均勻，放電電流比較穩(wěn)定，自持放電采取湯遜放電的形式，即出現(xiàn)電子崩式的電暈。隨著電壓升高，電暈層不斷擴大，個別電子崩形成流注，出現(xiàn)放電的脈沖現(xiàn)象，開始轉(zhuǎn)入流注形式的電暈放電。 若電極曲率半徑加大，則電暈一開始就很強烈，一出現(xiàn)就形成流注的形式。電壓進一步升高，個別流注快速發(fā)展，出現(xiàn)刷狀放電，放電脈沖更強烈，最后貫通間隙，

19、導(dǎo)致間隙完全擊穿。沖擊電壓下，電壓上升極快，因此電暈從一開始就具有流注的形式。爆發(fā)電暈時能聽到聲，看到光，嗅到臭氧味，并能測到電流。（2）電暈放電的起始場強 電暈放電的起始場強一般由實驗總結(jié)出的經(jīng)驗公式來計算，電暈的產(chǎn)生主要取決于電極表面的場強，所以研究電暈起始場強 和各種因素間的關(guān)系更直接。cE 對于輸電線路的導(dǎo)線，在標(biāo)準(zhǔn)大氣壓下其電暈起始場強 的經(jīng)驗表達式為（此處指導(dǎo)線的表面場強，交流電壓下用峰值表示）：cE)3 . 01 (30rEc式中r導(dǎo)線半徑，cm。(1-28)kV/cm 式（1-28）說明導(dǎo)線半徑 r 越小則 值越大。因為r越小，則電場就越不均勻，也就是間隙中場強隨著其離導(dǎo)線的距

20、離增加而下降得更快，而碰撞電離系數(shù) 隨離導(dǎo)線距離的增加而減小得越快。所以輸電線路起始電暈條件為:cEKdxcx0 式中 起始電暈層的厚度， 時 。cxcxx 0 可見電場越不均勻，要滿足式(1-29)時導(dǎo)線表面場強應(yīng)越高。 式(1-28)表明，當(dāng) r 時， =30kV/cm。cE(1-29) 而對于非標(biāo)準(zhǔn)大氣條件，則進行氣體密度修正以后的表達式為rEc3 . 0130 式中 氣體相對密度(1-30) 實際上導(dǎo)線表面并不光滑，所以對于絞線要考慮導(dǎo)線的表面粗糙系數(shù) 。此外對于雨雪等使導(dǎo)線表面偏離理想狀態(tài)的因素（雨水的水滴使導(dǎo)線表面形成突起的導(dǎo)電物）可用系數(shù) 加以考慮。1m2mkV/cm 理想光滑導(dǎo)

21、線 1，絞線 0.80.9，好天氣時 可按0.8估算。算得 后就不難根據(jù)電極布置求得電暈起始電壓 。例如，對于離地高度為 h 的單根導(dǎo)線可寫出1m1m2mcEcUrhrEUcc2ln 對于距離為 d 的兩根平行導(dǎo)線（ ）則可寫出rd rdrEUccln2(1-32)(1-33)rmmEc3 . 013021 此時式（1-30）則寫為(1-31)kV/cm（3）電暈放電的危害、對策及其利用 電暈放電引起的光、聲、熱等效應(yīng)使空氣發(fā)生化學(xué)反應(yīng)，都會消耗一定的能量。電暈損耗是超高壓輸電線路設(shè)計時必須考慮的因素。電暈放電中，由于電子崩和流注不斷消失和重新出現(xiàn)所造成的放電脈沖會產(chǎn)生高頻電磁波，從而對無線電

22、和電視廣播產(chǎn)生干擾。電暈放電還會產(chǎn)生可聞噪聲，并有可能超出環(huán)境保護所容許的標(biāo)準(zhǔn)。降低電暈的方法：從根本上設(shè)法限制和降低導(dǎo)線的表面電場強度。在選擇導(dǎo)線的結(jié)構(gòu)和尺寸時，應(yīng)使好天氣時電暈損耗接近于零，對無線電和電視的干擾應(yīng)限制到容許水平以下。對于超高壓和特高壓線路的分裂線來說，找到最佳的分裂距，使導(dǎo)線表面最大電場強度值最小。（4）極不均勻電場中放電的極性效應(yīng) 在電暈放電時，空間電荷對放電的影響已得到關(guān)注。由于高場強電極極性的不同，空間電荷的極性也不同，對放電發(fā)展的影響也就不同，這就造成了不同極性的高場強電極的電暈起始電壓的不同，以及間隙擊穿電壓的不同，稱為極性效應(yīng)。棒板間隙這種典型的極不均勻場圖18

23、 正棒負板間隙中非自持放電階段空間電荷對外電場畸變作用 外電場 空間電荷電場exEspE 當(dāng)棒具有正極性時，間隙中出現(xiàn)的電子向棒運動，進入強電場區(qū)，開始引起電離現(xiàn)象而形成電子崩，如圖1-8（a）所示。隨著電壓的逐漸上升，到形成自持放電爆發(fā)電暈之前，在間隙中形成相當(dāng)多的電子崩。 當(dāng)電子崩達到棒極后，其中的電子就進入棒極，而正離子仍留在空間，相對來說緩慢地向板極移動。于是在棒極附近，積聚起正空間電荷，如圖1-8（b）所示。這樣就減少了緊貼棒極附近的電場，而略為加強了外部空間的電場。因此，棒極附近的電場被削弱，難以形成流注，這就使得放電難以得到自持。 當(dāng)棒具有負極性時，陰極表面形成的電子立即進入強電

24、場區(qū)，造成電子崩，如圖1-9（a）所示。當(dāng)電子崩中的電子離開強電場區(qū)后，電子就不再能引起電離，面以越來越慢的速度向陽極運動。一部分電子直接消失于陽極，其余的可為氧原子所吸附形成負離子。圖19 負棒正板間隙中非自持放電階段空間電荷對外電場的畸變作用 外電場 空間電荷電場exEspE 電子崩中的正離子逐漸向棒極運動而消失于棒極，但由于其運動速度較慢，所以在棒極附近總是存在著正空間電荷。結(jié)果在棒極附近出現(xiàn)了比較集中的正空間電荷，而在其后則是非常分散的負空間電荷，如圖1-9（b）所示。圖19 負棒正板間隙中非自持放電階段空間電荷對外電場的畸變作用 外電場 空間電荷電場exEspE 負空間電荷由于濃度小

25、，對外電場的影響不大，而正空間電荷將使電場畸變。棒極附近的電場得到增強，因而自持放電條件易于滿足、易于轉(zhuǎn)入流注而形成電暈放電。圖110 兩種極性下棒板間隙的電場分布圖 （a）正棒負板 （b）負棒正板 -電場場強 棒極到板極的距離Ex 圖1-10是兩種極性下棒板間隙的電場分布圖，其中曲線1為外電場分布，曲線2為經(jīng)過空間電荷畸變以后的電場。 通過實驗已證明，棒板間隙中棒為正極性時電暈起始電壓比負極性時略高。 而極性效應(yīng)的另一個表現(xiàn)，就是間隙擊穿電壓的不同。隨著電壓升高，在緊貼棒極附近，形成流注，產(chǎn)生電暈；以后在不同極性下空間電荷對放電的進一步發(fā)展所起的影響就和對電暈起始的影響相異了。負極性下的擊穿電壓應(yīng)較正極性時為高。（5）長間隙擊穿過程 在間隙距離較長時，存在某種新的、不同性質(zhì)的放電過程，稱為先導(dǎo)放電。長間隙放電電壓的飽和現(xiàn)象可由先導(dǎo)放電現(xiàn)象作出解釋。 長間隙的放電大致可分為先導(dǎo)放電和主放電兩個階段，在先導(dǎo)放電階段中包括電子崩和流注的形成及發(fā)展過程。不太長間隙的放電沒有先導(dǎo)放電階段、只分為電子崩、流注和主放電階段。3. 稍不均勻電場中的極性效應(yīng) 稍不均勻電場意味著電場還比較均勻，高場強區(qū)電子電離系數(shù) 達足夠數(shù)值時，間隙中很大一部分區(qū)域中的 也達到相當(dāng)值，起始電子