氣體電解質(zhì)的絕緣特性

1、氣體電解質(zhì)的絕緣特性第1頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四第一節(jié) 氣體中帶電質(zhì)點的產(chǎn)生與消失一、氣體電介質(zhì)中帶電粒子的產(chǎn)生 原子在外界因素作用下，獲得足夠大的能量，可使原子中的一個或幾個電子完全擺脫原子核的束縛，形成自由電子和正離子，這個過程稱為原子的電離。 氣體原子的電離可由下列因素引起：電子或正離子與氣體分子的碰撞；各種光輻射；高溫下氣體中的熱能。強電場根據(jù)不同的電離因素，電離有以下幾種形式： 1 碰撞電離 處在電場中的帶電粒子，除了經(jīng)常地作不規(guī)則的熱運動、不斷地與其它粒子發(fā)生碰撞外,還受電場力的作用，沿電場方向不斷得到加速并積累動能。當(dāng)具有足夠能量的帶電粒子與中性

2、氣體分子碰撞時，就可能使氣體分子產(chǎn)生電離。這種由碰撞而引起的電離稱為碰撞電離。第2頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 2光電離 由光輻射引起的氣體原子的電離稱為光電離。光輻射的能量與波長有關(guān)，波長越短，能量越大。 3熱電離 因氣體熱狀態(tài)引起的電離過程，稱為熱電離。在常溫下，氣體質(zhì)點的熱運動所具有的平均動能遠(yuǎn)低于氣體的電離能，因此不產(chǎn)生熱電離。但是在高溫下氣體質(zhì)點具有的動能足以導(dǎo)致氣體原子的碰撞，產(chǎn)生碰撞電離。此外高溫氣體的熱輻射也能導(dǎo)致光電離，因此熱電離的本質(zhì)仍是高速運動的氣體分子的碰撞電離的與光電離。 4表面電離 在外界電離因素的作用下，電子可能從電極的表面釋放，稱為

3、表面電離或表面發(fā)射。電極發(fā)射電子所需要的能量叫逸出功。逸出功的大小與電極的材料和氣體表面的狀態(tài)有關(guān)，一般在15eV之間，它小于氣體在空間的電離能，而和金屬的溫度基本無關(guān)。這說明從陰極發(fā)射電子比在空間使氣體分子電離更容易。第3頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四二、氣體介質(zhì)中帶電粒子的消失 氣體中發(fā)生放電時，除了有不斷形成帶電粒子的電離過程外，還存在著相反的過程，即帶電粒子的消失過程，它們將導(dǎo)致帶電粒子從電離區(qū)域消失，或者削弱其產(chǎn)生電離的作用，這些過程通常叫做去電離過程。 1帶電粒子受電場力的作用流入電極 帶電粒子在與氣體分子碰撞后雖會發(fā)生散射，但從宏觀看是向電極方向作定向

4、運動。在一定電場強度E下，帶電質(zhì)點運動的平均速度將達到某個穩(wěn)定值。 2帶電粒子的擴散 氣體中的帶電粒子，經(jīng)常處于不規(guī)則的熱運動之中。如果不同區(qū)域中的帶電粒子存在濃度差，則它們總的趨勢是不斷從高濃度區(qū)域移向低濃度區(qū)域，趨向于使各種帶電粒子濃度變得均勻。這種現(xiàn)象稱為帶電粒子的擴散。第4頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 3帶電粒子的復(fù)合 正離子與負(fù)離子或電子相遇，發(fā)生電荷的傳遞而互相中和，還原為中性分子的過程稱為復(fù)合過程。復(fù)合可在氣體空間進行，也可以在容器壁上發(fā)生。若放電空間離容器壁較遠(yuǎn)，則顯然前者是主要的。 4附著效應(yīng) 某些氣體中的中性分子（或原子）具有較大的電子親和力，

5、當(dāng)電子與其碰撞時，便被其吸附而成為負(fù)離子，同時放出能量，這個過程稱為氣體的附著效應(yīng)。容易附著電子形成負(fù)離子的氣體稱為電負(fù)性氣體，如氧氣、氯氣、氟氣、水蒸氣、六氟化硫等都屬于電負(fù)性氣體。第5頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四第二節(jié) 湯遜理論和流柱理論一、湯遜理論 20世紀(jì)初，英國物理學(xué)家湯遜（Townsend）在均勻電場、低氣壓、短間隙的條件下進行了放電實驗，提出了比較系統(tǒng)的理論和計算公式，解釋了整個間隙的放電過程和擊穿條件。雖然湯遜理論有很多不足，其適用范圍也有很大的局限，但它描述的放電過程是很基本的，具有普遍意義。第6頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分

6、，星期四 1非自持放電和自持放電 氣體放電可分為非自持放電和自持放電兩種。必須借助外加電離因素才能維持的放電則稱之為非自持放電。不需其它任何外加電離因素而僅由電場的作用就能維持的放電稱為自持放電。 圖11 平行板電極試驗裝置 圖12 放電電流和電壓的關(guān)系 圖11所示的是湯遜的實驗裝置。在空氣中放置兩塊平行板電極，用外部光源對陰極極板進行照射，并在兩極間加上直流電壓，則在兩極之間形成均勻電場。當(dāng)極間電壓從零起逐漸升高時，得到電流和電壓的關(guān)系如圖12所示。 外加電壓到達c點以前，間隙中的電流很小，且要依靠外界的電離因素來維持，此時的放電屬于非自持放電；外加電壓到達c點之后，氣體間隙中發(fā)生了強烈的電

7、離，帶電粒子的數(shù)量急增，此時間隙中的放電依靠電場的作用就可以維持，c點以后的放電屬于自持放電。第7頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 湯遜放電理論 在外界電離因素的作用下，陰極產(chǎn)生光電子發(fā)射，使間隙中產(chǎn)生自由電子，這些電子就是放電的起始電子。這些起始電子在電場的作用下，由陰極奔向陽極，在這個過程中，電子不斷被加速，動能不斷積累，同時與中性粒子發(fā)生碰撞，當(dāng)UUb后，電場很強，電子的動能達到足夠大，有可能產(chǎn)生碰撞電離。如圖12所示，當(dāng)氣體間隙上所加電壓超過Ub后，電流迅速增大。電離新產(chǎn)生的電子和原有電子一起又從電場中獲得動能，繼續(xù)被加速，從而發(fā)生新的碰撞電離。這樣就出現(xiàn)了一

8、個連鎖反應(yīng)的局面：一個起始電子從電場獲得一定的動能后,碰撞電離出一個第二代電子；這兩個電子作為新的起始電子從電場獲得動能，又電離出兩個新的第二代電子，這時間隙中已存在四個自由電子；這四個自由電子又作為新的起始電子繼續(xù)發(fā)生碰撞電離；,這樣一代一代不斷地發(fā)展下去。間隙中的電子數(shù)目由1變?yōu)?，2變?yōu)?,，電子的數(shù)目迅速增加。這種電子數(shù)目迅速增加的過程，猶如高山的雪崩過程，因此被形象地稱為電子崩，見圖13。 圖1-3 電子崩的電荷分布 圖1-4 氣體間隙的示意圖第8頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 如圖14所示，假設(shè)氣體間隙的距離為d，由于某種外界電離因素，從陰極發(fā)出一個電子

9、。這個電子在向陽極運動過程中不斷引起碰撞電離，電子數(shù)目越來越多，經(jīng)過距離x后數(shù)目達到n，再經(jīng)過距離dx，增加的電子數(shù)目為dn。通過數(shù)學(xué)積分得 n=ed （11） n是過程中包括起始電子在內(nèi)的電子數(shù)。所以，自持放電的條件為： （ed1）1或 （12） 3巴申（Paschen）定律 當(dāng)氣體成分和電極材料一定時，氣體間隙擊穿電壓（U0）是氣壓（P）和間隙距離（d）乘積的函數(shù)： U0=f（Pd） （13） 巴申定律給湯遜理論以實驗支持，而湯遜理論給巴申定律以理論上的解釋，兩者相互映證。巴申曲線如圖15。圖15 某種氣體的巴申曲線第9頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 4湯遜放電

10、理論的適用范圍 湯遜理論是在低氣壓、Pd較小的條件下在放電實驗的基礎(chǔ)上建立的。Pd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。 Pd過小時，氣體極低（d過小實際是不可能的），電子的平均自由行程遠(yuǎn)大于間隙距離，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適用，擊穿電壓將不再增加。 Pd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。 （1）放電外形：高氣壓時放電外形具有分支的細(xì)通道，而按照湯遜放電理論，放電應(yīng)在整個電極空間連續(xù)進行，例如輝光放電。 （2）放電時間：根據(jù)出現(xiàn)電子

11、崩經(jīng)幾個循環(huán)后完成擊穿的過程，可以計算出放電時間，在低氣壓下的計算結(jié)果與實驗結(jié)果比較一致，高氣壓下的實測放電時間比計算值小得多。 （3）擊穿電壓：Pd較小時擊穿電壓計算值與實驗值一致；Pd大時不一致。 （4）陰極材料：低氣壓下?lián)舸╇妷号c電極材料有關(guān)；高氣壓下間隙擊穿電壓與電極材料無關(guān)。 因此，通常認(rèn)為，Pd200cmmmHg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。第10頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四二、流注理論 1流注的形成 在湯遜以后，由洛依布（Loeb）和米克（Meek）等在實驗的基礎(chǔ)上建立了一種新理論流注理論（

12、streamer theory），彌補了湯遜理論的不足，較好地解釋了高氣壓長間隙的氣體放電現(xiàn)象。圖16 流注的形成和發(fā)展第11頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 2流注形成的條件 氣隙中一旦出現(xiàn)流注，放電就可以由放電本身所產(chǎn)生的空間光電離而自行維持，因此自持放電條件就是流注形成的條件。而形成流注的條件是需要初始電子崩頭部的電荷達到一定的數(shù)量，使電場得到足夠的畸變和加強，造成足夠的空間光電離，轉(zhuǎn)入流注。所以流注形成的條件為： ed 常數(shù) （14） 一般認(rèn)為當(dāng)d20（或ed 108）便可滿足上述條件，使流注得以形成。 3流注理論對放電現(xiàn)象的解釋 利用流注理論可以很好地解釋高

13、氣壓、長間隙情況下出現(xiàn)的一系列放電現(xiàn)象。 （1）放電外形 流注通道電流密度很大，電導(dǎo)很大，故其中電場強度很小。因此流注出現(xiàn)后，將減弱其周圍空間內(nèi)的電場，加強了流注前方的電場，并且這一作用伴隨著其向前發(fā)展而更為增強。因而電子崩形成流注后，當(dāng)某個流注由于偶然原因發(fā)展更快時，它就將抑制其它流注的形成和發(fā)展，這種作用隨著流注向前推進將越來越強，開始時流注很短可能有三個，隨后減為兩個，最后只剩下一個流注貫通整個間隙了，所以放電是具有通道形式的。第12頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 （2）放電時間 根據(jù)流注理論，二次電子崩的起始電子由光電離形成，而光子的速度遠(yuǎn)比電子的大，二次電

14、子崩又是在加強了的電場中，所以流注發(fā)展更迅速，擊穿時間比由湯遜理論推算的小得多。 （3）陰極材料的影響 根據(jù)流注理論，大氣條件下氣體放電的發(fā)展不是依靠正離子使陰極表面電離形成的二次電子維持的，而是靠空間光電離產(chǎn)生電子維持的，故陰極材料對氣體擊穿電壓沒有影響。第13頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四第三節(jié) 不均勻電場的放電過程 電氣設(shè)備絕緣結(jié)構(gòu)中的電場大多是不均勻的。根據(jù)其放電特點，不均勻電場可分為稍不均勻電場和極不均勻電場。一、稍不均勻電場和極不均勻電場的放電特點 圖17 直徑為D的球隙的放電電壓與極間距離d的關(guān)系曲線1擊穿電壓；2電暈起始電壓；3放電不穩(wěn)定區(qū)第14頁，

15、共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 圖17表示直徑為D的球隙的放電電壓與極間距離d的關(guān)系曲線。試驗表明：當(dāng)d2D時，電場還比較均勻，其放電特性與均勻電場相似，一旦出現(xiàn)自持放電，立即導(dǎo)致整個氣隙擊穿。當(dāng)d4D以后，這時由于電場強度沿氣隙分布極不均勻，因而當(dāng)所加電壓達到某一臨界值時，在靠近兩個球極的表面出現(xiàn)藍紫色的暈頭，并發(fā)出“咝咝”的響聲，這種局部放電現(xiàn)象稱為電暈放電，開始出現(xiàn)電暈放電的電壓稱為電暈起始電壓。當(dāng)外加電壓進一步增大時，電極表面電暈層亦隨之?dāng)U大，并出現(xiàn)刷狀的細(xì)火花，火花越來越長，最終導(dǎo)致氣隙完全擊穿。球隙距離在2D4D之間時，屬于過渡區(qū)域，隨電壓升高會出現(xiàn)電暈，但

16、不穩(wěn)定，該球隙立刻就轉(zhuǎn)為火花放電。由實驗可知，隨著電場不均勻程度增加，放電現(xiàn)象不相同，電場越不均勻（兩球間距離越大，電場越不均勻），擊穿電壓和電暈起始電壓之間的差別也越大。從放電的觀點看，電場的不均勻程度也可以根據(jù)是否存在穩(wěn)定的電暈放電來區(qū)分：如果電場的不均勻程度導(dǎo)致存在穩(wěn)定的電暈放電（如d4D以后），則稱為極不均勻電場；雖然電場不均勻，但還不存在穩(wěn)定的電暈放電，電暈一旦出現(xiàn)，氣隙立刻被擊穿（如2Dd4D時），則稱為稍不均勻電場。第15頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 通常電場的不均勻程度一般可用電場不均勻系數(shù)f 來描述： （15） 其中，Emax 為電場中場強最高點

17、的電場強度；Eav為平均電場強度 （16） 其中，U為間隙上施加的電壓；d為電極間最短的絕緣距離。 用電場不均勻系數(shù)可將電場不均勻程度劃分為：均勻電場f=1；稍不均勻電場f4。 由上述可見，在稍不均勻電場中放電達到自持條件時發(fā)生擊穿現(xiàn)象，此時氣隙中平均電場強度比均勻電場氣隙的要小，因此在同樣極間距離時稍不均勻場氣隙的擊穿電壓比均勻氣隙的要低，在極不均勻場氣隙中自持放電條件即是電暈起始條件，由發(fā)生電暈至擊穿的過程還必須增高電壓才能完成。第16頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四二、極不均勻電場氣體的電暈放電 在極不均勻電場中，氣隙完全被擊穿以前，電極附近會發(fā)生電暈放電，產(chǎn)生

18、暗藍色的暈光。這種特殊的暈光是電極表面電離區(qū)的放電過程造成的。電離區(qū)內(nèi)的分子,在外電離因素（如光源）和電場的作用下，產(chǎn)生了激發(fā)、電離，形成大量的電子崩。與此同時也產(chǎn)生激發(fā)和電離的可逆過程復(fù)合。在復(fù)合過程中，會產(chǎn)生光輻射，從而形成了暈光,即所謂電暈。電暈放電的電流強度取決于外加電壓、電極形狀、極間距離、氣體性質(zhì)和密度等。電暈放電的起始電壓在理論上可根據(jù)自持放電的條件求取,但這種方法計算繁雜且不精確，所以通常都是根據(jù)經(jīng)驗公式來確定的。 在某些情況下可以利用電暈放電的空間電荷來改善極不均勻場的電場分布，以提高其擊穿電壓。第17頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 圖18 在導(dǎo)線

19、板氣隙中不同直徑D的導(dǎo)線的工頻擊穿電壓（有效值）與極間距離d的關(guān)系點劃線均勻電場；虛線正尖負(fù)板電場；1D=0.5mm；2D=3mm；3D=16mm；4D=20mm 在圖18的導(dǎo)線板氣隙中，給出了不同直徑D的導(dǎo)線的工頻擊穿電壓（有效值）與極間距離d的關(guān)系。由圖可見，導(dǎo)線直徑D在厘米級時擊穿電壓與尖板間隙相近；但當(dāng)導(dǎo)線直徑減小到0.5mm時，擊穿電壓值幾乎接近均勻場時的情況。這是由于細(xì)線電暈放電時形成的均勻電暈層，改善了間隙中的電場分布，因而擊穿電壓提高。導(dǎo)線直徑較大時情況不同，因為電極表面不可能絕對光滑，所以在整個表面發(fā)生電暈之前局部有缺陷處先發(fā)生放電，出現(xiàn)刷狀放電現(xiàn)象，因此擊穿與尖板間隙相近。

20、第18頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 在極不均勻電場中，當(dāng)間隙上所加的電壓遠(yuǎn)低于擊穿電壓時，在曲率大的電極表面附近可能由于場強已經(jīng)達到自持放電的條件而出現(xiàn)電暈放電。這時，在黑暗的環(huán)境中，可以看到電暈電極周圍出現(xiàn)微弱的暈光，還可以聽到嘶嘶的電暈噪聲，嗅到由電暈放電產(chǎn)生的臭氧的味道。與此同時,電路電流也突然增大到可以測量的數(shù)值。 在平行導(dǎo)線間的距離d遠(yuǎn)大于導(dǎo)線半徑r時，可求得導(dǎo)線表面的場強為 （17） 式中U導(dǎo)線對中性平面的電壓。 皮克研究了平行導(dǎo)線間電暈起始電壓的大量數(shù)據(jù)，并通過公式(1-8) 的關(guān)系換算得到平行導(dǎo)線間電暈起始場強E0的經(jīng)驗公式如下: （18） （19

21、） 式(1-9)中m導(dǎo)線表面的粗糙系數(shù)。對光滑導(dǎo)線m=1,對于一般導(dǎo)線m=0.820.9,對絞線上出現(xiàn)局部電暈 m=0.72；空氣相對密度；r導(dǎo)線直徑（cm）。第19頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 上式表明, E0與空氣相對密度和導(dǎo)線直徑有關(guān)。另外,當(dāng)導(dǎo)線表面粗糙時,電暈起始電壓降低。 由公式（17）可以得到電暈起始電壓U0如下式所示: （110） 對于三相輸電線路，上式的U0代表相電壓，d為導(dǎo)線的幾何平均距離： （111） 式中d12、d23、d31分別表示三根導(dǎo)線兩兩之間的距離。第20頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四三、極不均勻電場中的

22、放電過程 “棒板”間隙是典型的極不均勻電場，以下以正棒負(fù)板的“棒板”間隙為例， 討論極不均勻電場中的放電過程。 1非自持放電階段圖19 正棒負(fù)板間隙中非自持放電階段第21頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 2流注發(fā)展階段圖110 正棒負(fù)板間隙中流注的形成和發(fā)展第22頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 3先導(dǎo)放電階段 4主放電階段圖111 正棒負(fù)板間隙中先導(dǎo)通道的發(fā)展圖112 正棒負(fù)極板間隙中的主放電過程第23頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四四、極不均勻電場中的極性效應(yīng)圖113 在正極性“棒棒”氣隙中自持放電前空間電荷對原

23、電場的畸變E0原電場，Eq空間電荷的電場，Ecom合成電場第24頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四圖114 負(fù)極性“棒板”間隙中自持放電前空間電荷對原電場的畸變E0原電場，Eq空間電荷的電場，Ecom合成電場 第25頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四第四節(jié) 空氣間隙在各種電壓下的擊穿特性一、持續(xù)作用電壓下空氣間隙的擊穿特性 直流和工頻統(tǒng)稱為持續(xù)作用電壓，這類電壓隨時間的變化速度較小，相比之下放電發(fā)展所需的時間可忽略不計。 1均勻電場中空氣的擊穿特性 均勻電場中空氣的擊穿電壓經(jīng)驗公式為: （112） 式中，d間隙距離，單位為cm； 空氣相對密度。

24、2稍不均勻電場中空氣的擊穿特性 稍不均勻電場中直到擊穿為止不發(fā)生電暈;電場不對稱時,極性效應(yīng)不很明顯。直流擊穿電壓、工頻擊穿電壓（幅值）、50%沖擊擊穿電壓實際也都相同，擊穿電壓的分散性也不大。 稍不均勻電場中,擊穿電壓和電場均勻程度關(guān)系極大,電場越均勻,同樣間隙距離下的擊穿電壓就越高,其極限就是均勻電場中的擊穿電壓。第26頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 3極不均勻電場中空氣的擊穿特性 （1）直流擊穿電壓 棒一板間隙,由于極性效應(yīng)，棒電極具有正極性時擊穿電壓比負(fù)極性時低得多。棒一棒間隙的擊穿電壓介于極性不同的棒一板間隙之間。 圖115所示的“棒棒”和“棒板”空氣間隙

25、的直流擊穿特性和圖116所示的“棒棒”和“棒板”長間隙的直流擊穿特性 圖115 “棒棒”和“棒板”空氣間隙的直流擊穿特性（d極間距離，Ub擊穿電壓）第27頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四圖116 “棒棒”和“棒板”長間隙的直流擊穿特性（d極間距離，Ub擊穿電壓） 棒-板電極具有明顯的極性效應(yīng)，棒電極為正極性時的平均擊穿場強是4.5 kV/cm；棒電極為負(fù)極性時的平均擊穿場強10 kV/cm。棒-棒間隙仍具有微弱的極性效應(yīng),一極接地后,大地使電場分布稍微不對稱，加強了高壓電極處的電場，所以正極性時的平均擊穿場強是4.8 kV/cm；負(fù)極性時的平均擊穿場強是5.0kV/c

26、m。第28頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四圖117 “棒棒”和“棒板”長間隙的工頻擊穿特性1棒棒 2棒板 圖117為空氣中“棒棒”和“棒板”間隙的工頻擊穿電壓峰值與極間距離的關(guān)系曲線。由圖可見：在距離小于1cm的范圍內(nèi)，“棒棒”和“棒板”氣隙的工頻擊穿電壓幾乎相等，但隨距離增大，它們的差異就明顯了。當(dāng)距離超過2m，擊穿電壓與氣隙距離的關(guān)系出現(xiàn)“飽和”趨勢，特別是“棒板”氣隙，其飽和趨勢尤甚。很明顯，這時如果再增大“棒板”氣隙的長度，對于提高其工頻擊穿電壓是無效的。（2）工頻擊穿電壓第29頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四二、雷電沖擊電壓下空氣間

27、隙的擊穿特性 1雷電沖擊電壓標(biāo)準(zhǔn)波形圖118 標(biāo)準(zhǔn)雷電沖擊電壓波形 國際電工委員會（IEC）規(guī)定了雷電沖擊電壓的標(biāo)準(zhǔn)波形參數(shù)。標(biāo)準(zhǔn)波形是根據(jù)大量實測到的雷電沖擊電壓波形制訂的。如圖118所示。雷電沖擊電壓是非周期性指數(shù)衰減波，波形由波頭時間和波尾時間加以確定。 IEC規(guī)定：視在波頭時間T1=1.2s，容許偏差30%；視在波尾時間T2=50s，容許偏差20%；通常表示為1.2/50s波，符號表示波的極性。我國國家標(biāo)準(zhǔn)規(guī)定的波形參數(shù)與IEC相同。第30頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 2放電時延圖1-19 沖擊放電時間的組成 沖擊放電所需的全部時間為 （113） 式中，

28、稱為放電時延，記為tlag，它是統(tǒng)計時延和放電形成時延的總和。第31頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 3雷電50%沖擊擊穿電壓（U50%） 由于沖擊電壓作用下放電有分散性，所以很難準(zhǔn)確得到一個使間隙擊穿的最低電壓值，因此工程上采用50%沖擊擊穿電壓(U50%)來描述間隙的沖擊擊穿特性，即在多次施加同一電壓時，用間隙擊穿概率為50的電壓值來反映間隙的耐受沖擊電壓的特性。 采用50%沖擊擊穿電壓決定絕緣距離時，應(yīng)根據(jù)擊穿電壓分散性的大小，留有一定的裕度。在均勻電場和稍不均勻電場中，擊穿電壓分散性小，其U50%和靜態(tài)擊穿電壓Us相差不大，因此沖擊系數(shù)（U50%與Us之比）接

29、近1。而在極不均勻電場中，由于放電時延較長，其沖擊系數(shù)均大于1，擊穿電壓分散性也大一些，其標(biāo)準(zhǔn)偏差可取3%。 4伏秒特性 將擊穿電壓值與放電時間聯(lián)系起來確定間隙的擊穿特性，也就是伏秒特性，它是表征氣隙擊穿特性的另一種方法。第32頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 圖120 氣隙伏秒特性曲線的繪制方法（虛線表示原始沖擊電壓波形） 圖120表示通過實驗繪制氣隙伏秒特性的方法，其步驟是保持間隙距離不變、保持沖擊電壓波形不變，逐級升高電壓使氣隙發(fā)生擊穿，記錄擊穿電壓波形，讀取擊穿電壓值U與擊穿時間t。注意到當(dāng)電壓不很高時擊穿一般在波尾時間發(fā)生，當(dāng)電壓很高時，擊穿百分比將達100

30、%，放電時間大大縮短，擊穿可能在波頭時間發(fā)生。以圖120三個坐標(biāo)點為例說明繪制方法：擊穿發(fā)生在波前時，U與t均取擊穿時的值（圖中2、3坐標(biāo)點）；擊穿發(fā)生在波尾時，U取波峰值，t取擊穿時對應(yīng)值（圖中1坐標(biāo)點）；將1、2、3各點連接起來，即可得到伏秒特性曲線。 第33頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四三、操作沖擊電壓下空氣間隙的擊穿特性 1操作沖擊電壓標(biāo)準(zhǔn)波形 操作沖擊電壓的標(biāo)準(zhǔn)波形與雷電沖擊電壓類似，也是非周期性指數(shù)衰減波，如圖121（a）所示。IEC標(biāo)準(zhǔn)和我國標(biāo)準(zhǔn)規(guī)定為，波頭時間Tcr=250s，容許偏差20%；波尾時間T2=2500s，容許偏差60%。表示為250/2

31、500波，符號的意思與雷電沖擊電壓波相同。由于原點和峰值點的位置較清晰，所以波頭、波尾都為自然波頭、自然波尾。此外，還建議采用一種衰減振蕩波（如圖121（b）所示）,其第一個半波的持續(xù)時間為20003000s；第二個半波為反極性，它的峰值約占第一個半波峰值的4/5。圖121操作沖擊實驗電壓波形（a）非周期雙指數(shù)沖擊波 （b）衰減震蕩波第34頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 2操作沖擊50%擊穿電壓 在均勻電場和稍不均勻電場中，操作沖擊電壓的作用時間介于工頻電壓和雷電沖擊電壓的作用時間之間，間隙的操作沖擊50%擊穿電壓、雷電沖擊50%擊穿電壓和工頻擊穿電壓（峰值）幾乎相

32、同，擊穿幾乎發(fā)生在峰值，擊穿電壓的分散性也較小。而在極不均勻電場中，操作沖擊電壓下的擊穿通常發(fā)生在波頭部分，擊穿電壓與波頭時間有關(guān)而與波尾時間無關(guān)。 圖122 “棒板”氣隙正極性50%操作沖擊擊穿電壓與波前時間的關(guān)系第35頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 操作沖擊電壓下極不均勻場長間隙的擊穿電壓呈形曲線。圖122表明“棒板”間隙正極性50%操作沖擊擊穿電壓與波頭時間的關(guān)系。可以看出：50%操作沖擊擊穿電壓具有極小值，對應(yīng)于極小值的波頭時間稱為臨界波頭時間,它隨間隙距離加大而增加，對7m以下的間隙，大致在50200s之間。這種“U形曲線”現(xiàn)象被認(rèn)為是由于放電時延和空間電

33、荷形成遷移兩類不同因素的影響所造成。U形曲線極小值左邊Eb隨tf的減小而增大是放電時間在起作用，這一點與雷電沖擊電壓下的伏秒特性是相似的。形曲線極小值右邊Eb隨tf的增加而增大，是因為電壓作用時間增加后空間電荷遷移的范圍擴大，改善了氣隙中電場分布,從而使擊穿電壓提高。第36頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四第五節(jié) 大氣條件對氣隙擊穿特性的影響一、空氣相對密度的影響 氣壓和溫度的變化都可以反映為空氣相對密度的變化，因此氣壓和溫度的影響就可歸結(jié)為空氣相對密度的影響。 氣壓P增大時，空氣相對密度增大，帶電粒子在氣體中運動的平均自由行程減小，運動中所積累的動能就較小，電離能力就

34、較小，因此間隙的擊穿電壓就高;反之則有相反的結(jié)果。溫度T升高，空氣相對密度減小,帶電粒子在氣體中運動的平均自由行程增大,運動中所積累的動能就增大，電離能力也就較大，因此間隙的擊穿電壓就較低；反之則相反。空氣相對密度與氣壓成正比、與溫度成反比 （114）第37頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四 在大氣條件下，空氣間隙的擊穿電壓隨的增大而升高。實驗表明，當(dāng)空氣相對密度在0.951.05范圍內(nèi)變動時，間隙的擊穿電壓與相對密度成正比，則試驗或運行條件下的擊穿電壓U和標(biāo)準(zhǔn)大氣條件下的擊穿電壓U0的關(guān)系為： （115） 當(dāng)與1相差較大時，必須使用空氣密度校正系數(shù)Kd對擊穿電壓進行校

35、正，空氣密度校正系數(shù)可按下求取 （116） 式中，m、n與電極形狀、間隙距離、電壓種類及極性有關(guān)，其值在的范圍內(nèi)。 此時，試驗或運行條件下的擊穿電壓U和標(biāo)準(zhǔn)大氣條件下的擊穿電壓U0的關(guān)系為： （117）第38頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四二、濕度的影響 濕度增加，空氣中所含的水分子增加，水分子能捕獲自由電子而形成負(fù)離子，使電離能力下降，對氣體中的放電過程起到抑制作用，因此空氣的濕度越大，間隙的擊穿電壓也會越高。所以濕度對極不均勻電場的放電過程有顯著影響，需要進行濕度校正，濕度校正系數(shù)為： （118） 式中，是絕對濕度和電壓種類的函數(shù);指數(shù)的值取決于電極形狀,間隙距離

36、,電壓種類及其極性。 因此，試驗或運行條件下的擊穿電壓U和標(biāo)準(zhǔn)大氣條件下的擊穿電壓U0的關(guān)系為： （119） 綜合氣壓、溫度、濕度的影響，在試驗或運行條件下的間隙擊穿電壓U和標(biāo)準(zhǔn)大氣條件下的擊穿電壓U0可以進行如下?lián)Q算： （120）第39頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四三、對海拔高度的校正 隨著海拔高度的增加，空氣逐漸稀薄，大氣壓力下降，空氣密度減小，帶電粒子在氣體中運動的平均自由行程增大，運動中所積累的動能就增大,電離能力增大,因此間隙的擊穿電壓降低。為此，引入海拔校正系數(shù)： （121） 式中，H為電力設(shè)備安裝地點的海拔高度（m）,1000H4000。 我國的國家標(biāo)

37、準(zhǔn)規(guī)定：凡安裝在海拔高度超過1000而又低于4000地區(qū)的電力設(shè)施其外絕緣試驗電壓U與平原地區(qū)外絕緣的試驗電壓Up的關(guān)系為 （122）第40頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四第六節(jié) 提高氣體間隙擊穿電壓的措施一、改善電場分布 電場分布越均勻，間隙的平均擊穿場強越高。因此，改善電場分布可以有效地提高間隙的擊穿電壓。改善電場分布可從以下三個方面著手: （1）改進電極形狀以改善電場分布 （2）利用空間電荷改善電場分布 （3）極不均勻電場中采用屏障改善電場分布二、削弱或抑制電離過程 1采用高氣壓 2采用強電負(fù)性氣體 3采用高真空第41頁，共46頁，2022年，5月20日，23點

38、56分，星期四第七節(jié) SF6氣體的特性及應(yīng)用一、SF6氣體的物理化學(xué)特性 SF6分子結(jié)構(gòu)為六個氟原子圍繞一個中心硫原子，對稱布置在八面體的各個頂端，相互以共價鍵結(jié)合。硫原子和氟原子的電負(fù)性都很強，故其鍵合的穩(wěn)定性很高，在不太高的溫度下，接近惰性氣體的穩(wěn)定性。在電氣設(shè)備中，使用某一介質(zhì)的必要條件之一是它的化學(xué)惰性，即它不應(yīng)與設(shè)備中使用的材料發(fā)生化學(xué)反應(yīng)。在一般條件下，純凈的SF6能夠滿足這一要求。二、SF6的傳熱特性 SF6氣體的熱導(dǎo)率僅為空氣的2/3，因而SF6氣體的傳導(dǎo)傳熱能力比空氣差。然而，氣體的定壓摩爾熱容大約為空氣的3.4倍，因此，SF6氣體的對流傳熱能力比空氣大得多。此外，SF6氣體的粘度低于空氣，流動性好。因此，如果將對流傳熱一并考慮，SF6氣體的實際傳熱能力比空氣好得多，而接近于傳熱能力較好的氦氣和氫氣。 第42頁，共46頁，2022年，5月20日，23點56分，星期四三、SF6的液化特性 SF6混合氣體的絕緣性能和滅弧能力均略低于純SF6氣體，因而充混合氣體的設(shè)備的工作氣壓常需要再提高0.1MPa。由于此時SF6混合氣體的氣壓仍比用純SF6氣體時的工作氣壓低得多，所以不會出現(xiàn)液化問題。統(tǒng)計表明：如用SF6N2混合氣體代替