氣體電介質(zhì)的絕緣特性

關(guān)于氣體電介質(zhì)的絕緣特性第一節(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)生氣體中的原子通常處于正常狀態(tài)，原子在外界因素（強電場，高溫等）的作用下，吸收外界能量使其內(nèi)部能量增加，其電子可由低能級躍遷到能級較高的軌道運行，這個過程稱為原子激勵。此時原子的狀態(tài)稱為激發(fā)態(tài)。此時的電子還未擺脫原子核的束縛。激勵過程所需能量稱為激勵能。如果中性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。電離是激發(fā)的極限狀態(tài)，電離后形成的正離子就是原子失去一個或幾個電子后形成的帶正電的質(zhì)點。電離過程所需要的能量稱為電離能Wi，一般為10~15eV。顯然，發(fā)生電離的條件就是原子從外界獲取的能量大于原子的電離能。氣體原子的電離可由下列因素引起：①電子或正離子與氣體分子的碰撞；②各種光輻射；③高溫下氣體中的熱能。強電場根據(jù)不同的電離因素，電離有碰撞電離，光電離，熱電離，表面電離幾種形式：第一章氣體電介質(zhì)的絕緣特性第2頁,共104頁，2024年2月25日，星期天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。電子在強電場中產(chǎn)生的碰撞電離，是氣體中帶電粒子的極重要來源，在氣體放電中起著重要的作用。氣體中的電子、離子及其它質(zhì)點與中性原子的碰撞都可能產(chǎn)生電離，但因為電子的尺寸及質(zhì)量比離子的小得多，其平均自由行程（粒子在兩次碰撞之間的行程叫自由行程）遠大于離子的自由行程，因此容易被電場所加速，并積累起電離所需的能量。而離子或其它質(zhì)點因其本身的體積和質(zhì)量較大，難以在碰撞前積累足夠的能量，且碰撞時能量交換效率較低，因而產(chǎn)生碰撞電離的可能性很小。電子從電場中獲得的能量為：（1－1）式中：m——電子的質(zhì)量；v——電子的速度；E——電場強度；q——電子的電量；——電子的平均自由行程。第3頁,共104頁，2024年2月25日，星期天

當(dāng)電子的動能大于或等于氣體分子的電離能時，就有可能因碰撞引起電離，因此產(chǎn)生電離的條件為：（1—2）式中：Wi——氣體分子的電離能。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。光輻射的能量為：（1－3）式中：h――普朗克常數(shù)，h＝6.62×9-34焦·秒；――光子頻率。當(dāng)氣體分子受到光輻射作用時，如果光的能量大于氣體原子的電離能Wi，就有可能引起光電離。因此產(chǎn)生光電離的條件為：（1－4）由光電離產(chǎn)生的自由電子稱為光電子。光電離在氣體中起著很重要的作用。對所有氣體，在可見光作用下，一般不能直接發(fā)生光電離。導(dǎo)致氣體分子光電離的高頻高能光子可由外界提供。各種短波長的高能輻射線例如宇宙射線X射線、γ射線以及短波長紫外線等都有較強的電離能力。在放電過程中處于較高能級的激發(fā)態(tài)原子回到正常狀態(tài)，以及異號離子復(fù)合成中性原子時都以光的形式放出多余的能量，成為導(dǎo)致電離的因素。第4頁,共104頁，2024年2月25日，星期天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。氣體溫度是氣體分子熱運動劇烈程度的標志，氣體分子的平均動能W和氣體溫度有如下關(guān)系：（1－5）式中：K――波爾茨曼常數(shù)，K＝1.38×9-23J/K；T――絕對溫度，K。隨著溫度升高，氣體分子動能增加，當(dāng)氣體分子的動能大于氣體分子電離能時，就可能引起熱電離。因此產(chǎn)生熱電離的條件為：（1－6）在一定熱狀態(tài)下的物質(zhì)都能發(fā)出熱輻射，氣體也不例外。氣體溫度升高時，其熱輻射光子的能量大，數(shù)量多，這種光子與氣體分子相遇時就可能產(chǎn)生光電離。由一切熱電離過程產(chǎn)生的電子也處于熱運動中。因此高溫下電子也能由于熱運動靠碰撞作用而造成分子電離。由此可見，熱電離實質(zhì)上是熱狀態(tài)產(chǎn)生的碰撞電離和光電離的綜合。第5頁,共104頁，2024年2月25日，星期天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1~5eV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。表面電離與其它電離形式的區(qū)別在于，發(fā)生其它形式的電離時，電子和正離子同時出現(xiàn)，而表面電離只產(chǎn)生電子，沒有正離子出現(xiàn)。表面電離有多種方式，即用各種不同的方式供給電子能量使其逸出金屬。表面電離的主要形式有：①正離子碰撞陰極：正離子在電場中向陰極運動，碰撞陰極時將動能傳遞給電子使其逸出金屬；②光電效應(yīng)：金屬表面受到光的照射時，放射出電子；③強場發(fā)射：在陰極附近加以很強的外電場使陰極放射出電子，由于強場發(fā)射所需外電場極強，在103kV/cm數(shù)量級，所以在一般氣體間隙的擊穿過程中不會發(fā)生；④熱電子放射：將陰極加熱到很高溫度，使其中的電子獲得巨大動能，逸出金屬。第6頁,共104頁，2024年2月25日，星期天二、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。帶電離子的運動、擴散、復(fù)合以及電子的附著作用都屬于這樣的作用。當(dāng)導(dǎo)致氣體電離的因素消失后，這些去電離過程將使氣體迅速恢復(fù)到絕緣狀態(tài)。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。這個平均速度稱為帶電質(zhì)點的驅(qū)引速度，式中b稱為帶電質(zhì)點在電場中的遷移率，即單位場強下的運動速度。電子的遷移率比離子的遷移率約大兩個數(shù)量級，同一種氣體的正、負離子的遷移率相差不大。在標準參考大氣條件下，干燥空氣中正、負離子的遷移率分別為及

。第7頁,共104頁，2024年2月25日，星期天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，則它們的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。當(dāng)空氣間隙發(fā)生放電，并去掉電源后，放電通道中高濃度的帶電粒子就迅速的向周圍擴散，使間隙恢復(fù)原來的絕緣狀態(tài)。帶電質(zhì)點的擴散同氣體分子的擴散一樣，都是由熱運動造成的，因為即使在很大的濃度下，離子之間的距離仍較大，靜電相互作用力很小。帶電質(zhì)點的擴散規(guī)律也同氣體的擴散規(guī)律相似。3．帶電粒子的復(fù)合正離子與負離子或電子相遇，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，則顯然前者是主要的。在帶電粒子復(fù)合過程中發(fā)生光輻射。如前面所述，這種光輻射在一定條件下又可能成為導(dǎo)致電離的因素。如前所述，離子的電離能力遠不及電子。電子被分子俘獲而形成質(zhì)量大、速度小的負離子后，電離能力大為降低。因此，在氣體放電中，附著效應(yīng)起著阻礙放電的作用，電負性氣體具有較高的絕緣強度。第8頁,共104頁，2024年2月25日，星期天

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，當(dāng)電子與其碰撞時，便被其吸附而成為負離子，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離子的氣體稱為電負性氣體，如氧氣、氯氣、氟氣、水蒸氣、六氟化硫等都屬于電負性氣體。如前所述，離子的電離能力遠不及電子。電子被分子俘獲而形成質(zhì)量大、速度小的負離子后，電離能力大為降低。因此，在氣體放電中，附著效應(yīng)起著阻礙放電的作用，電負性氣體具有較高的絕緣強度。第9頁,共104頁，2024年2月25日，星期天第二節(jié)湯遜理論和流柱理論一、湯遜理論20世紀初，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。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1－1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1－2所示。

圖1－1平行板電極試驗裝置

圖1－2放電電流和電壓的關(guān)系

第10頁,共104頁，2024年2月25日，星期天大氣中通常存在著少量的正負離子，這是由于空間的宇宙線等高能射線作用下不斷產(chǎn)生電離與同時進行的復(fù)合過程相互平衡的結(jié)果。此外，當(dāng)陰極受到照射時也能發(fā)射電子。在極間加上電壓后，這些帶電粒子分別向兩極移動，形成電流。起初，隨著電壓的升高，帶電離子的運動速度加大，電流也隨之增大，如圖1－2中0～a段曲線所示。到達a點后，電流不再隨電壓而增大，因為這時在單位時間內(nèi)由外界電離因素在極間產(chǎn)生的帶電粒子已全部參加導(dǎo)電，所以電流趨于飽和。這個飽和電流密度是極小的。一般只有9-19A/cm2的數(shù)量級。因此，這時氣體間隙仍處于良好的絕緣狀態(tài)。到達b點后，電流又隨著電壓增大而增大，這時，間隙出現(xiàn)了新的電離因素——碰撞電離。此后，電流越來越大。最后到達c點，此時電流急劇增大，間隙轉(zhuǎn)入良好的導(dǎo)電狀態(tài)。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11頁,共104頁，2024年2月25日，星期天２．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)U>UB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1－2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1－3。電子崩過程的出現(xiàn)使間隙中的電流急劇增大。圖1－2中b點后電流隨電壓迅速增長就是電子碰撞電離引起電子崩的緣故。第12頁,共104頁，2024年2月25日，星期天圖1-3電子崩的電荷分布圖1-4氣體間隙的示意圖

電子崩中因碰撞電離產(chǎn)生電子的同時，也產(chǎn)生正離子。電子向陽極運動，正離子向陰極運動。正離子向陰極運動的過程中，一方面可能與中性粒子發(fā)生碰撞產(chǎn)生碰撞電離，另一方面正離子可能撞擊陰極表面使其產(chǎn)生表面電離，逸出電子。從陰極表面逸出的電子作為新的起始電子又重復(fù)上述的電子崩過程。這樣一直發(fā)展下去，使間隙中維持放電狀態(tài)。為了定量分析氣隙中氣體放電過程，引入三個系數(shù)：α系數(shù)：它代表一個電子沿著電場方向行經(jīng)1cm長度后平均發(fā)生的碰撞電離次數(shù)。設(shè)每次碰撞電離產(chǎn)生一個電子和一個正離子，所以α也就是一個電子在單位長度行程內(nèi)新電離出的電子數(shù)和正離子數(shù)。β系數(shù)：一個正離子沿著電場方向行經(jīng)1cm長度后平均發(fā)生的碰撞電離次數(shù)；γ系數(shù)：表示折合到每個碰撞陰極表面的正離子，使陰極金屬表面平均釋放出的自由電子數(shù)。第13頁,共104頁，2024年2月25日，星期天由上可知：α系數(shù)對應(yīng)于起始電子形成電子崩的過程，亦稱α過程，與電子崩過程類似，在引起電子劇增同時，β系數(shù)對應(yīng)于離子崩的過程，亦稱β過程，γ系數(shù)描述了離子崩到達陰極后，引起陰極發(fā)射電子的過程，亦稱γ過程。由于離子的尺寸和質(zhì)量較大，離子在電場中運動獲取動能產(chǎn)生碰撞電離的可能性比電子小得多，因此β過程可以忽略。如圖1－4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。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，則有

dn=nαdx或（1－7）從0到d積分得到達到陽極時的電子數(shù)為（1－8） 若α為一常數(shù)，則有

n=eαd

（1－9）

這就是電子崩的發(fā)展規(guī)律。如果αx=10，則n=eαd=2.2×104，遠遠大于1。

第14頁,共104頁，2024年2月25日，星期天n是過程中包括起始電子在內(nèi)的電子數(shù)。一個電子從陰極出發(fā)向陽極運動時，由于碰撞電離形成電子崩，到達陽極并進入陽極eαd個電子。除去起始電子外，新產(chǎn)生了（eαd－1）個電子和正離子。這（eαd－1）個正離子在電場作用下向陰極運動，撞擊陰極表面，產(chǎn)生表面電離，一個正離子可電離出個電子，則（eαd－1）正離子就可電離出γ（eαd－1）個電子。即γ（eαd－1）表示了這些正離子消失在陰極之前，由過程又在陰極上釋放出二次電子數(shù)。如果（eαd－1）個正離子在撞擊陰極表面時至少能從陰極釋放出一個有效電子來彌補原來那個產(chǎn)生電子崩并已進入陽極的電子，那么這個有效電子將在電場的作用下向陽極運動，產(chǎn)生碰撞電離，發(fā)展新的電子崩。這樣，即使沒有外界電離因素存在，放電也能繼續(xù)下去，使放電達到自持。所以，自持放電的條件為：

γ（eαd－1）≥1或（1－10）設(shè)電子在均勻電場E中前進距離后，與中性粒子發(fā)生碰撞，產(chǎn)生碰撞電離，若忽略其初始動能，則須滿足

Eqx≥Wi

或（1－11）其中q為電子所帶電荷，Wi、Ui分別為氣體分子的電離能和電離電位。第15頁,共104頁，2024年2月25日，星期天式（1-11）的物理意義是，使電子在與氣體分子碰撞時產(chǎn)生電離的必要條件為電子在運動中所積聚的動能至少應(yīng)等于氣體分子的電離能。電子在場強為E的電場中運動時只有那些自由行程超過距離的電子，才能與分子發(fā)生碰撞電離。如果電子在與氣體分子發(fā)生兩次碰撞之間的平均自由行程為λ，則由氣體運動理論可知，相鄰兩次碰撞之間電子運動距離大于xi的概率為，電子沿電場方向運動1cm距離與氣體分子發(fā)生碰撞的平均次數(shù)為，其中只有，次是電子的自由行程超過xi的碰撞。根據(jù)電離系數(shù)α的定義有如下關(guān)系式：（1－12）其中A－常數(shù)，P－氣壓，λ是電子的平均自由行程。 因此

其中或（1－13）第16頁,共104頁，2024年2月25日，星期天由（1－10）式，有（1－14）另外，根據(jù)上面公式，可以得到自持放電條件下空氣間隙擊穿電壓U0的表達式為（1－15）式中，A、B是兩個與氣體種類有關(guān)的常數(shù)。式（1－15）表明了擊穿電壓與氣體狀態(tài)等因素的關(guān)系。式中，U0為在氣溫不變的條件下，均勻電場中氣體的自持放電的起始電壓，它等于氣隙的擊穿電壓U0。從式中可以看出，U0取決于P與d的乘積。第17頁,共104頁，2024年2月25日，星期天3．巴申（Paschen）定律式（1－15）表明的規(guī)律在湯遜（Townsend）之前（1889年）已由巴申(Paschen)從實驗中總結(jié)出來了，稱為巴申定律。其內(nèi)容是：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） （1－16）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1－5。圖1－5某種氣體的巴申曲線第18頁,共104頁，2024年2月25日，星期天圖1－6為幾種氣體的擊穿電壓U0與Pd值關(guān)系的實驗曲線。由曲線可見，隨Pd的變化，擊穿電壓U0有最小值。這一現(xiàn)象可用湯遜理論加以解釋：因為形成自持放電需要達到一定的電離數(shù)ad，而這又決定于碰撞次數(shù)與電離概率的乘積，如果d固定，則當(dāng)P增大時，氣體相對密度增大，電子很容易與氣體的粒子相碰撞，碰撞次數(shù)增加，電子的平均自由行程縮短，不易積累動能，引起電離的可能性減小，擊穿電壓升高；當(dāng)P減小時，氣體相對密度減小，雖然電子的平均自由行程增大，電子在兩次碰撞間可積累很大的動能，但碰撞的幾率減小，引起電離的次數(shù)減少，擊穿電壓升高。因此，在某個P值下ad有最大值，從而U0最小。另一方面，如果P固定，則當(dāng)d增大時，碰撞次數(shù)將增加，但由于E=U/d，電場強度降低，電子的動能減小，擊穿電壓升高；當(dāng)d減小時，電子從陰極到陽極的運動距離縮短，發(fā)生碰撞的次數(shù)減少，電離概率減小，擊穿電壓升高。因此在某個d值下ad有最大值，從而U0最小。圖1－6幾種氣體的擊穿電壓U0與Pd值關(guān)系的試驗曲線第19頁,共104頁，2024年2月25日，星期天以上分析是在假定氣體溫度不變的情況下得到的。為了考慮溫度變化的影響，巴申定律更普遍的形式是以氣體的密度（δ）代替壓力，對空氣來說可表示為：U0=f（Pδ） （1－17）其中δ為空氣的相對密度。（1－18）P0=101.3KPa,t0=20℃,P－氣壓（kPa），t－溫度（℃）.空氣間隙的U0最小值為327V，相應(yīng)的δd=0.75×9-3cm?？梢娫诖髿鈮毫蚋叩膲毫ο?，氣隙的δd值要遠大于上述數(shù)值。因此，其擊穿電壓都處在巴申曲線的右半部，即U0隨δd的增大而升高。巴申曲線右半部分所示U0（與E0）與δd的關(guān)系，可用下面的經(jīng)驗公式表示（1－19）擊穿電壓U0的單位為kV（峰值），極間距離d的單位為cm。第20頁,共104頁，2024年2月25日，星期天4．湯遜放電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，通常認為，Pd>200cm·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。第21頁,共104頁，2024年2月25日，星期天二、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（streamertheory），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1－7流注的形成和發(fā)展

第22頁,共104頁，2024年2月25日，星期天

圖1-7表示了外施電壓等于擊穿電壓時電子崩轉(zhuǎn)入流注，實現(xiàn)擊穿的過程。流注理論認為，在外電離因素（如光源）的作用下，在陰極附近產(chǎn)生起始有效電子。當(dāng)外加電場足夠強時，這些有效電子在電場作用下，在向陽極運動的途中不斷與中性原子發(fā)生碰撞電離，而形成初始電子崩。由于電子的運動速度遠大于正離子的速度，因此電子集中在朝著陽極的崩頭部，當(dāng)初始電子崩發(fā)展到陽極時,崩頭中電子迅速跑到陽極進行中和，暫留的正離子（在電子崩頭部其密度最大）作為正空間電荷與陰極間形成的電場與原有電場方向一致，加強了原電場，同時向周圍放射出大量光子（如圖1－7（a））。這些光子使附近的氣體因光電離而產(chǎn)生二次電子，它們在由正空間電荷所引起的畸變和加強了的局部電場作用下，又形成新的電子崩,即二次電子崩（如圖1－7（b））。二次電子崩頭部的電子跑向初始電子崩的正空間電荷區(qū)域，與之匯合成為充滿正負帶電粒子的混合通道，這個電離通道稱為流注。流注通道導(dǎo)電性能良好，其端部（這里流注的發(fā)展方向是從陽極到陰極，與初崩的方向相反）又有二次崩留下的正電荷，因此大大加強了流注發(fā)展方向的電場，促使更多的新電子崩相繼產(chǎn)生并與之匯合，從而使流注向前發(fā)展（如圖1－7（c））。到流注通道把兩極接通時（如圖1－7（d）），就將導(dǎo)致氣隙完全被擊穿。第23頁,共104頁，2024年2月25日，星期天綜上所述，流注理論認為：形成流注的必要條件是電子崩發(fā)展到足夠的程度后，電子崩中的空間電荷足以使原電場（外施電壓在氣隙中產(chǎn)生的電場）明顯畸變，大大加強了電子崩崩頭和崩尾處的電場。另一方面，電子崩中電荷密度很大，復(fù)合過程頻繁，放射出的光子在這部分強電場區(qū)很容易成為引發(fā)新的空間光電離的輻射源。因此，流注理論認為：二次電子的主要來源是空間的光電離。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：

eαd≥常數(shù)（1-20）一般認為當(dāng)αd≈20（或eαd

≥108）便可滿足上述條件，使流注得以形成。第24頁,共104頁，2024年2月25日，星期天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。（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，而光子的速度遠比電子的大，二次電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25頁,共104頁，2024年2月25日，星期天在Pd值較小的情況下，起始電子不可能在穿越極間距離后完成足夠多的碰撞電離次數(shù)，因而難以聚積到eαd

≥108所要求的電子數(shù)，這樣就不可能出現(xiàn)流注，放電的自持只能依靠陰極上的γ過程。因此湯遜理論和流注理論適用于一定條件下的放電過程，不能用一種理論來取代另一種理論，它們互相補充，可以說明廣闊的Pd范圍內(nèi)的放電現(xiàn)象。必須指出，上述自持放電條件公式適用于非電負性氣體。而對強電負性氣體，還應(yīng)引入η系數(shù)描述電子的附著效應(yīng)η過程。η的定義與α相似，即一個電子沿電場方向行經(jīng)1cm時平均發(fā)生的電子附著次數(shù)，由此可知，在電負性氣體中，有效碰撞電離系數(shù)為（1－21）對于這種情況，湯遜理論自持條件式（1－10）中的不能簡單地用－來代替。這是因為在電負性氣體中，正離子數(shù)等于新增的電子數(shù)與負離子數(shù)之和。一般強電負性氣體的工程應(yīng)用屬于流注放電的范疇，因此這里直接探討其流注自持放電條件。參照式（1－16），均勻電場中電負性氣體的流注自持放電條件有類似的表達式（1－22）式中，K為電子崩中電子的臨界值取對數(shù)。實驗研究表明，對于SF6（六氟化硫）強電負性氣體，K=10.5。第26頁,共104頁，2024年2月25日，星期天由于強電負性氣體的附著效應(yīng)，使得，從而導(dǎo)致自持放電場強遠比非電負性氣體高得多。以SF6氣體為例，在標準狀態(tài)下，均勻電場中擊穿場強（89kV/cm）約為同樣狀態(tài)的空氣間隙擊穿場強（30kV/cm）的3倍。應(yīng)該強調(diào)的是，放電理論，尤其是流注理論還很粗糙。具體絕緣結(jié)構(gòu)的擊穿電壓目前還無法根據(jù)放電理論來精確計算。工程上對絕緣結(jié)構(gòu)的設(shè)計、改進直接依靠實驗方法，或利用各種典型電極的實驗數(shù)據(jù)。但上述關(guān)于放電理論的解釋還是很重要的，它提出了放電發(fā)展的前景，闡明了擊穿電壓和各種影響因素間至少是定性的關(guān)系，對分析絕緣結(jié)構(gòu)的問題是有幫助的。第27頁,共104頁，2024年2月25日，星期天第三節(jié)不均勻電場的放電過程在均勻電場中，氣體間隙內(nèi)的流注一旦形成，放電達到自持的程度，氣隙就被擊穿。而在不均勻電場中，情況就更復(fù)雜。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1－8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28頁,共104頁，2024年2月25日，星期天圖1－8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)d≤2D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)d≥4D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)刷狀的細火花，火花越來越長，最終導(dǎo)致氣隙完全擊穿。球隙距離在2D~4D之間時，屬于過渡區(qū)域，隨電壓升高會出現(xiàn)電暈，但不穩(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d≥4D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2D<d<4D時），則稱為稍不均勻電場。第29頁,共104頁，2024年2月25日，星期天

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：其中，Emax為電場中場強最高點的電場強度；Eav為平均電場強度，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f<2；極不均勻電場f>4。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30頁,共104頁，2024年2月25日，星期天二、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31頁,共104頁，2024年2月25日，星期天圖1－9在導(dǎo)線－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－負板電場；1－D=0.5mm；2—D=3mm；3－D=16mm；4－D=20mm第32頁,共104頁，2024年2月25日，星期天在圖1－9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。在極不均勻電場中，當(dāng)間隙上所加的電壓遠低于擊穿電壓時，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遠大于導(dǎo)線半徑r時，可求得導(dǎo)線表面的場強為（1－23）式中U－導(dǎo)線對中性平面的電壓。第33頁,共104頁，2024年2月25日，星期天皮克研究了平行導(dǎo)線間電暈起始電壓的大量數(shù)據(jù)，并通過公式（1－18）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:（1－24）式中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=0.82~0.9,對絞線上出現(xiàn)局部電暈m=0.72；δ－空氣相對密度；r－導(dǎo)線直徑（cm）。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（1－23）可以得到電暈起始電壓U0如下式所示:（1－25）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：（1－22）式中d12、d23、d31分別表示三根導(dǎo)線兩兩之間的距離。第34頁,共104頁，2024年2月25日，星期天

電暈層中的碰撞電離過程不斷產(chǎn)生正負兩種帶電粒子。其中與導(dǎo)線同極性的粒子在電場作用下離開電暈層,逐步走向?qū)γ骐姌O（電子在弱場強區(qū)運動常會附著在中性粒子上形成負離子）。在交流輸電的情況下,這些空間電荷由于速度緩慢在未達到對面導(dǎo)線時就因極性改變而折回?？臻g電荷的運動構(gòu)成了電暈電流。由于導(dǎo)線大部分空氣間隙仍保持絕緣,這個電暈電流自然是比較小的，但它比正常情況下的線路絕緣的泄漏電流要大得多?？臻g電荷的運動需要電源供給能量,這部分能量構(gòu)成了輸電線路電暈損耗的主要部分，而使空氣電離所消耗的能量則比較小。電暈的起始階段,放電電流通常由一系列短促的陡脈沖組成，一般認為這與電離的間歇性質(zhì)有關(guān)。由于爆發(fā)電離后產(chǎn)生與導(dǎo)線同號的電荷,導(dǎo)致電離停止,待到這些電荷逐漸向外移動及擴散,電場得以重新增強后,電離才再次爆發(fā)。上述過程不斷重復(fù),就造成了放電的脈沖現(xiàn)象。此外在電壓較高時流注的不斷形成、熄滅和重新爆發(fā),也會發(fā)生強烈的放電脈沖，這些脈沖電流將產(chǎn)生電磁波傳播到空間。特別是工頻電壓下的電暈，由于每半周期內(nèi)都存在著電暈起始和熄滅階段，因此不斷地發(fā)射出電磁波，造成無線電干擾，最嚴重的無線電干擾源來自正半周時的流注放電，特別當(dāng)導(dǎo)線表面粗糙或有水滴附著在其上時。第35頁,共104頁，2024年2月25日，星期天隨著輸電電壓的提高，電暈問題也越來越突出。這是因為線路輸電功率，而電流，在保持同樣電流密度的條件下，導(dǎo)線截面積，即導(dǎo)線半徑導(dǎo)線的表面場強（1－26）上式說明，導(dǎo)線表面場強將隨著電壓的平方根成比例增大。如果說，對于220kV及以下的輸電線路，電暈放電及其所引起的損耗和干擾一般還不算突出的話，那么，對于電壓等級更高的線路，如果不采取一定的措施，在工作電壓下導(dǎo)線表面的場強就可能超過電暈起始場強，從而引起嚴重的電暈損耗和無線電干擾。從上式可以看出，要降低導(dǎo)線表面場強有兩種辦法：增大線間距離D或增大導(dǎo)線半徑r。前一種辦法將導(dǎo)致增加桿塔造價，并增大線路電抗，因此并不可取。一般采取適當(dāng)增大導(dǎo)線直徑的辦法。但在330kV及其以上的線路，按照電暈要求選擇的導(dǎo)線直徑一般大于按經(jīng)濟電流密度選擇的直徑。為了經(jīng)濟，也為了避免使用直徑太大的導(dǎo)線，通常采用分裂導(dǎo)線的解決辦法，即每相導(dǎo)線由2根或2根以上的導(dǎo)線組成。分裂導(dǎo)線在保持同樣截面的條件下，導(dǎo)線表面積比單導(dǎo)線時增大，但導(dǎo)線的電容及電荷增加得很少，這就使得導(dǎo)線表面場強得以降低。第36頁,共104頁，2024年2月25日，星期天我國水電部制訂的《架空送電線路設(shè)計技術(shù)規(guī)程》規(guī)定，在海拔不超過1000m的地區(qū)，如導(dǎo)線直徑不小于表1－1所列的數(shù)值，一般不必驗算電暈。此時導(dǎo)線表面工作場強已低于電暈起始場強。輸電線路的電暈損耗除了如上所述與導(dǎo)線直徑所決定的表面工作場強有關(guān)外，還與導(dǎo)線的表面狀況及天氣狀況有關(guān)。導(dǎo)線表面曲率增大（如絞線）、粗糙不平或污穢都會使電暈損耗增大。天氣的影響除了空氣密度降低將使電暈起始場強降低外，在出現(xiàn)雨、雪、霜等壞天氣時，都將使電暈損耗急劇增加，這是由于附著在導(dǎo)線上的水滴在電場作用下將克服本身的表面張力而變成錐形（圖1－10），從而在其尖端產(chǎn)生強烈的放電。表1－1不必驗算電暈的導(dǎo)線最小值額定電壓（kV）60以下110154220330導(dǎo)線直徑（mm）┄┄9.613.721.333.22×21.3圖1－10導(dǎo)線電場對水滴形狀的影響

第37頁,共104頁，2024年2月25日，星期天近年來各國對電暈進行的大量研究工作表明，對于500－750kV的超高壓輸電線路，在天氣好時電暈損耗一般不超過幾個，而在壞天氣時，可以達到100以上。因此在設(shè)計超高壓線路時，需要根據(jù)不同天氣條件下電暈損耗的實測數(shù)據(jù)和線路參數(shù)，以及沿線路各種氣象條件的出現(xiàn)概率等對線路的電暈損耗進行估算。對于500以上的超高壓線路，除了要考慮電暈損耗和無線電及電視干擾外，還要考慮電暈產(chǎn)生的噪聲對環(huán)境的影響問題。電暈放電還能使空氣發(fā)生化學(xué)反應(yīng)，產(chǎn)生臭氧和氧化氮等產(chǎn)物，引起對導(dǎo)體及絕緣材料的腐蝕作用?？傊姇灧烹娫陔娏ιa(chǎn)中有許多明顯的害處，電暈放電時發(fā)光并發(fā)出咝咝聲和引起化學(xué)反應(yīng)（如使大氣中氧變?yōu)槌粞酰?，這些都是需要能量，所以輸電線路發(fā)生電暈時會引起功率損耗。其次電暈放電過程中由于流注的不斷消失和重新產(chǎn)生會出現(xiàn)放電脈沖，形成高頻電磁波對無線電廣播和電視產(chǎn)生干擾。此外，電暈放電發(fā)出的噪聲有可能超過環(huán)境保護的標準。所以，應(yīng)力求防止或限制電暈放電。例如，對于輸電線路設(shè)計應(yīng)考慮防止電暈的問題，通常采用分裂導(dǎo)線即將每相輸電導(dǎo)線分裂為幾導(dǎo)線，合理選擇分裂導(dǎo)線數(shù)、線徑及間距，以限制導(dǎo)線的表面場強值，減小電暈放電的危害。當(dāng)然，事物總是一分為二的，電暈放電在某些場合也有對人類有有利的一面。例如電暈可削弱輸電線路上的雷電沖擊電壓的幅值和陡度，也可以使操作過電壓產(chǎn)生衰減。電暈放電在工業(yè)部門已獲得廣泛應(yīng)用，例如凈化工業(yè)廢氣的靜電除塵器與凈化水用的臭氧發(fā)生器和靜電噴涂等。第38頁,共104頁，2024年2月25日，星期天三、極不均勻電場中的放電過程“棒－板”間隙是典型的極不均勻電場，以下以正棒負板的“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。隨著電壓逐漸上升，到放電達到自持、爆發(fā)電暈之前，這種電子崩在間隙中已形成相當(dāng)多了。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，相對緩慢地向板極移動。于是在棒極附近，積聚起正空間電荷，從而減少了緊貼棒極附近的電場，而加強了外部空間的電場。見圖1-11。圖1－11正棒－負板間隙中非自持放電階段第39頁,共104頁，2024年2月25日，星期天2．流注發(fā)展階段棒極附近形成流注，由于外電場的特點，流注等離子體頭部具有正電荷，頭部的正電荷減少了等離子體中的電場，而加強了其頭部電場。流注頭部前方電場得到加強，使得此處易于產(chǎn)生新的電子崩。新電子崩的電子被吸引進入流注頭部的正電荷區(qū)內(nèi)，加強并延長了流注通道，其尾部的正離子則構(gòu)成了流注頭部的正電荷，流注及其頭部的正電荷使強電場區(qū)更向前移，好像將棒極向前延伸了似的（當(dāng)然應(yīng)考慮到通道中的壓降），于是促進了流注通道進一步發(fā)展，逐漸向陰極推進。見圖1-12。圖1－12正棒－負板間隙中流注的形成和發(fā)展第40頁,共104頁，2024年2月25日，星期天3．先導(dǎo)放電階段間隙距離較長時，在流注通道還不足以貫通整個間隙的電壓下，仍可能發(fā)展起擊穿過程。這時流注通道發(fā)展到足夠的長度后，將有較多的電子沿通道流向電極，通過通道根部的電子最多，于是流注根部溫度升高，出現(xiàn)了熱電離過程。這個具有熱電離過程的通道稱為先導(dǎo)通道。先導(dǎo)中由于出現(xiàn)了新的電離過程，電離加強，更為明亮，電導(dǎo)增大，軸向場強比流注通道中的場強低得多，從而加大了其頭部前沿區(qū)域中的場強，引起新的流注，導(dǎo)致先導(dǎo)通道不斷伸長。見圖1-13。圖1－13正棒－負板間隙中先導(dǎo)通道的發(fā)展

第41頁,共104頁，2024年2月25日，星期天4．主放電階段先導(dǎo)通道頭部的流注放電區(qū)達到板極（短間隙時為流注通道達到極板）。先導(dǎo)通道導(dǎo)電性很好，場強較小，因而好像將棒極延長了似的，通道頭部的電位接近棒極的電位（當(dāng)然還應(yīng)減去通道中的壓降）。因此，當(dāng)先導(dǎo)通道頭部極為接近極板時，這一很小間隙中的場強可達極大數(shù)值，以致引起強烈的電離，使這一間隙中出現(xiàn)了帶電粒子濃度遠大于先導(dǎo)通道的等離子體。新出現(xiàn)的通道大致具有極板電位，因此在它和先導(dǎo)通道交界處總保持著極高的電場強度，繼續(xù)引起強烈的電離。于是高場強區(qū)，也即強電離區(qū)迅速向陽極傳播，強電離通道也迅速向前推進，這就是主放電過程。由于其頭部場強極大，所以主放電通道發(fā)展速度及電導(dǎo)都遠大于先導(dǎo)通道。主放電通道貫穿電極間隙后，間隙就失去絕緣性能，擊穿過程完成。圖1－14正棒－負極板間隙中的主放電過程第42頁,共104頁，2024年2月25日，星期天四、極不均勻電場中的極性效應(yīng)圖1－15表示正極性“棒－板”間隙中自持放電前空間電荷對原電場的畸變情況。棒電極附近電場強度高，電離產(chǎn)生的電子在棒電極附近首先形成電子崩。因為棒極為正極性，電子崩崩頭的電子迅速進入棒極；而正離子則向板極運動，但速度很慢，棒極附近積聚起正空間電荷，如圖1－15（b）所示。這些正空間電荷削弱了棒極附近的電場強度而加強了正離子群外部空間的電場，如圖1－15（c）所示。因此，棒極附近難以形成流注，使電暈起始電壓提高。正空間電荷產(chǎn)生的附加電場與原電場方向一致，加強了外部空間的電場，有利于流注的發(fā)展，因此擊穿電壓較低。圖1－15在正極性“棒－棒”氣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43頁,共104頁，2024年2月25日，星期天負極性“棒－板”間隙（圖1－16）中，棒極附近形成電子崩，由于棒極為負極性，所以電子崩中的電子迅速擴散并向板極運動，離開強電場區(qū)后，不再能引起電離，向陽極運動的速度也越來越慢，一部分消失于陽極，另一部分為氧原子所吸附而形成為負離子。電子崩中的正離子逐漸向棒極運動，但其運動速度較慢，所以在棒極附近總是存在著正空間電荷。這些正空間電荷加強了棒極附近的場強，使棒極附近容易形成流注，因而電暈起始電壓比正極性時要低。正空間電荷產(chǎn)生的附加電場與原電場方向相反，削弱了外部空間的電場，阻礙了流注的發(fā)展，因此擊穿電壓較高。圖1－16負極性“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44頁,共104頁，2024年2月25日，星期天第四節(jié)空氣間隙在各種電壓下的擊穿特性空氣間隙的擊穿電壓和電壓種類有很大關(guān)系。直流電壓和工頻交流電壓統(tǒng)稱持續(xù)作用電壓,這類電壓的變化速度很小,相比之下放電發(fā)展所需時間可以忽略不計。雷電沖擊電壓和操作沖擊電壓持續(xù)時間極短,以微秒計,在沖擊電壓作用下,放電發(fā)展速度就不能忽略不計了?？諝獾膿舸╇妷汉碗妶龇植加泻艽箨P(guān)系,間隙距離相同時,通常電場越均勻,擊穿電壓也越高。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:KV（1－27）式中，d——間隙距離，單位為cm；δ——空氣相對密度。第45頁,共104頁，2024年2月25日，星期天均勻電場中空氣的電氣強度大致等于30kV/cm。圖1－17給出了均勻電場中標準大氣狀態(tài)條件下（P=101.3kPa，T=293K，H=11g/m3）在穩(wěn)態(tài)電壓作用時空氣間隙的擊穿電壓峰值U0與極間距離的關(guān)系。圖1－17均勻電場中標準大氣狀態(tài)條件下（p=101.3kPa,T=293K,H=11g/m3）在穩(wěn)態(tài)電壓作用時空氣間隙的擊穿電壓峰值Ub與極間距離的關(guān)系第46頁,共104頁，2024年2月25日，星期天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。稍不均勻電場中也有極性效應(yīng)。以球一球間隙為例,若兩球?qū)ΨQ布置，其中任何一球都不接地，測對地對稱的直流電壓時，無極性效應(yīng)；但通常是一球接地使用，如圖1－18所示，由于大地的影響，電場分布不對稱，因而有極性效應(yīng)。（a）球水平放置（b）球垂直放置圖1－18球隙中一球接地時的電場分布第47頁,共104頁，2024年2月25日，星期天圖1－19表示一球接地時，直徑為D的球隙的擊穿電壓Ub與間隙距離d的關(guān)系。由圖1－19可見，當(dāng)d<D/4時，由于大地及周圍物體對球隙電場分布影響很小，且電場相當(dāng)均勻，因而其擊穿特性與均勻電場相似，直流、工頻交流（也包括沖擊電壓）下的擊穿電壓大致相同。但當(dāng)d>D/4時，電場不均勻度增大，大地對球隙中電場分布的影響加大，因而平均擊穿場強減小，擊穿電壓的分散性增大。為了保證測量精度，球隙測壓器的工作范圍應(yīng)在d≤D/2內(nèi)。不接地的球為正極時擊穿電壓高于負極性時的數(shù)值.這種現(xiàn)象的產(chǎn)生也是由于空間電荷的影響。在極不均勻電場中,負極性下電暈起始電壓比正極性略低。在稍不均勻電場中，不能形成穩(wěn)定的電暈放電,電暈起始電壓就是其擊穿電壓,所以負極下?lián)舸╇妷郝缘陀谡龢O性下的數(shù)值。圖1－19一球接地時，直徑為D的球隙的擊穿電壓Ub與電氣隙距離d的關(guān)系

第48頁,共104頁，2024年2月25日，星期天3．極不均勻電場中空氣的擊穿特性極不均勻場擊穿電壓的特點是：電場不均勻程度對擊穿電壓的影響減弱，極間距離對擊穿電壓的影響增大。（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。這是由于：一方面,棒-棒間隙有正極性尖端,放電容易由此發(fā)展，所以其擊穿電壓應(yīng)比負棒-正板的低；另一方面,棒-棒間隙有兩個尖端,即有兩個強電場區(qū)域，而同樣間隙距離下強電場區(qū)域加多后,通常其電場均勻程度會增加，因此棒-棒間隙電極間的最大場強應(yīng)比棒-板間隙為低，從而擊穿電壓又應(yīng)比正棒-負極間隙為高。上述結(jié)果可以從圖1－20所示的“棒－棒”和“棒－板”空氣間隙的直流擊穿特性和圖1－21所示的“棒－棒”和“棒－板”長間隙的直流擊穿特性中明顯看出。圖1－20“棒－棒”和“棒－板”空氣氣隙的直流擊穿特性（d－極間距離，Ub－擊穿電壓）

圖1－21“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）第49頁,共104頁，2024年2月25日，星期天棒-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4.5KV/cm；棒電極為負極性時的平均擊穿場強10kV/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4.8kV/cm；負極性時的平均擊穿場強是5.0kV/cm。（2）工頻擊穿電壓:在棒-板間隙中，擊穿總是在棒為正的半周期內(nèi)、電壓達到幅值時發(fā)生，擊穿電壓（幅值）和直流電壓下正棒-負板的擊穿電壓相近，稍低于直流電壓下的擊穿電壓，這是由于前半周期留下的空間電荷對棒極前方的電場有所加強的緣故。棒-棒間隙的擊穿電壓較高，因為棒-棒間隙的電場比棒-板間隙的要均勻一些。棒-棒間隙的平均擊穿場強為3.8kV/cm（有效值）、5.36kV/cm（幅值）；棒-板間隙的平均擊穿場強為3.35kV/cm（有效值）、4.8kV/cm（幅值）。隨著間隙距離加大,電場的不均勻性增大，平均擊穿場強明顯降低,并且棒-板間隙尤為嚴重。即使增大間隙距離，也難以提高擊穿電壓，即擊穿電壓具有所謂“飽和現(xiàn)象”。第50頁,共104頁，2024年2月25日，星期天

圖1－22為空氣中“棒－棒”和“棒－板”氣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。圖1－22“棒－棒”和“棒－板”長氣隙的工頻擊穿特性1——棒－棒2——棒－板第51頁,共104頁，2024年2月25日，星期天二、雷電沖擊電壓下空氣間隙的擊穿特性沖擊電壓分為雷電沖擊電壓和操作沖擊電壓，前者是由雷電造成的幅值高、陡度大、作用時間極短的沖擊電壓；后者是由電力系統(tǒng)在操作或發(fā)生事故時，因系統(tǒng)狀態(tài)發(fā)生突然變化引起的持續(xù)時間較長、幅值高于系統(tǒng)相電壓幾倍的沖擊電壓。不同于穩(wěn)態(tài)電壓，在沖擊電壓作用下空氣間隙的擊穿特性有著許多新的特點，并且雷電沖擊電壓與操作沖擊電壓下的特性也有很大不同。此處討論在雷電沖擊電壓下空氣間隙的擊穿特性。1．雷電沖擊電壓標準波形圖1－23標準雷電沖擊電壓波形第52頁,共104頁，2024年2月25日，星期天為了檢驗絕緣耐受沖擊電壓的能力，在高壓試驗室中利用沖擊電壓發(fā)生器產(chǎn)生沖擊電壓，以模擬雷閃放電引起的過電壓。過去，各國、各地不同的實驗室用各自產(chǎn)生的沖擊電壓進行試驗，因為波形不同，擊穿電壓也不同，所得結(jié)果無法互相比較。為使實驗結(jié)果具有可比性和實用價值，國際電工委員會（IEC）規(guī)定了雷電沖擊電壓的標準波形參數(shù)。標準波形是根據(jù)大量實測到的雷電沖擊電壓波形制訂的。如圖1－23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。由于波形的原點較為模糊，波峰附件較為平緩，因此波形的原點和波峰的位置不易確定，為此取幅值的0.3倍和0.9倍兩點連成直線，這條直線與橫坐標的交點定義為視在原點，這條直線的延長線與幅值的交點定義為波峰點，從視在原點到波峰點的時間定義為視在波頭時間，從視在原點到幅值的一半所對于的點定義為視在波尾時間。IEC規(guī)定：視在波頭時間T1=1.2μs，容許偏差±30%；視在波尾時間T2=50μs，容許偏差±20%；通常表示為1.2/50μs波，±符號表示波的極性。我國國家標準規(guī)定的波形參數(shù)與IEC相同。第53頁,共104頁，2024年2月25日，星期天2．放電時延雷電沖擊電壓是變化速度