气体电介质的绝缘特性精选PPT.ppt

《气体电介质的绝缘特性精选PPT.ppt》由会员分享，可在线阅读，更多相关《气体电介质的绝缘特性精选PPT.ppt（104页珍藏版）》请在得力文库 - 分享文档赚钱的网站上搜索。

1、关于气体电介质的绝缘特性关于气体电介质的绝缘特性第1页，讲稿共104张，创作于星期二Page 2第一节 气体中带电质点的产生与消失 一、气体电介质中带电粒子的产生 气体中的原子通常处于正常状态，原子在外界因素（强电场，高温等）的作用下，吸收外界能量使其内部能量增加，其电子可由低能级跃迁到能级较高的轨道运行，这个过程称为原子激励。此时原子的状态称为激发态。此时的电子还未摆脱原子核的束缚。激励过程所需能量称为激励能。如果中性原子在外界因素作用下，获得足够大的能量，可使原子中的一个或几个电子完全摆脱原子核的束缚，形成自由电子和正离子，这个过程称为原子的电离。电离是激发的极限状态，电离后形成的正离子就

2、是原子失去一个或几个电子后形成的带正电的质点。电离过程所需要的能量称为电离能Wi，一般为1015eV。显然，发生电离的条件就是原子从外界获取的能量大于原子的电离能。气体原子的电离可由下列因素引起：电子或正离子与气体分子的碰撞；各种光辐射；高温下气体中的热能。强电场根据不同的电离因素，电离有碰撞电离，光电离，热电离，表面电离几种形式：第一章第一章 气体电介质的绝缘特性气体电介质的绝缘特性第2页，讲稿共104张，创作于星期二Page 3 1 碰撞电离 处在电场中的带电粒子，除了经常地作不规则的热运动、不断地与其它粒子发生碰撞外，还受电场力的作用，沿电场方向不断得到加速并积累动能。当具有足够能量的带

3、电粒子与中性气体分子碰撞时，就可能使气体分子产生电离。这种由碰撞而引起的电离称为碰撞电离。电子在强电场中产生的碰撞电离，是气体中带电粒子的极重要来源，在气体放电中起着重要的作用。气体中的电子、离子及其它质点与中性原子的碰撞都可能产生电离，但因为电子的尺寸及质量比离子的小得多，其平均自由行程（粒子在两次碰撞之间的行程叫自由行程）远大于离子的自由行程，因此容易被电场所加速，并积累起电离所需的能量。而离子或其它质点因其本身的体积和质量较大，难以在碰撞前积累足够的能量，且碰撞时能量交换效率较低，因而产生碰撞电离的可能性很小。电子从电场中获得的能量为：（11）式中：m电子的质量；v电子的速度；E电场强度

4、；q电子的电量；电子的平均自由行程。第3页，讲稿共104张，创作于星期二Page 4 当电子的动能大于或等于气体分子的电离能时，就有可能因碰撞引起电离，因此产生电离的条件为：（12）式中：Wi气体分子的电离能。2光电离 由光辐射引起的气体原子的电离称为光电离。光辐射的能量与波长有关，波长越短，能量越大。光辐射的能量为：（13）式中：h普朗克常数，h6.629-34焦秒；光子频率。当气体分子受到光辐射作用时，如果光的能量大于气体原子的电离能Wi，就有可能引起光电离。因此产生光电离的条件为：（14）由光电离产生的自由电子称为光电子。光电离在气体中起着很重要的作用。对所有气体，在可见光作用下，一般不

5、能直接发生光电离。导致气体分子光电离的高频高能光子可由外界提供。各种短波长的高能辐射线例如宇宙射线X射线、射线以及短波长紫外线等都有较强的电离能力。在放电过程中处于较高能级的激发态原子回到正常状态，以及异号离子复合成中性原子时都以光的形式放出多余的能量，成为导致电离的因素。第4页，讲稿共104张，创作于星期二Page 5 3热电离 因气体热状态引起的电离过程，称为热电离。在常温下，气体质点的热运动所具有的平均动能远低于气体的电离能，因此不产生热电离。但是在高温下气体质点具有的动能足以导致气体原子的碰撞，产生碰撞电离。此外高温气体的热辐射也能导致光电离，因此热电离的本质仍是高速运动的气体分子的碰

6、撞电离的与光电离。气体温度是气体分子热运动剧烈程度的标志，气体分子的平均动能W和气体温度有如下关系：（15）式中：K波尔茨曼常数，K1.389-23J/K；T绝对温度，K。随着温度升高，气体分子动能增加，当气体分子的动能大于气体分子电离能时，就可能引起热电离。因此产生热电离的条件为：（16）在一定热状态下的物质都能发出热辐射，气体也不例外。气体温度升高时，其热辐射光子的能量大，数量多，这种光子与气体分子相遇时就可能产生光电离。由一切热电离过程产生的电子也处于热运动中。因此高温下电子也能由于热运动靠碰撞作用而造成分子电离。由此可见，热电离实质上是热状态产生的碰撞电离和光电离的综合。第5页，讲稿共

7、104张，创作于星期二Page 6 4表面电离 在外界电离因素的作用下，电子可能从电极的表面释放，称为表面电离或表面发射。电极发射电子所需要的能量叫逸出功。逸出功的大小与电极的材料和气体表面的状态有关，一般在15eV之间，它小于气体在空间的电离能，而和金属的温度基本无关。这说明从阴极发射电子比在空间使气体分子电离更容易。表面电离与其它电离形式的区别在于，发生其它形式的电离时，电子和正离子同时出现，而表面电离只产生电子，没有正离子出现。表面电离有多种方式，即用各种不同的方式供给电子能量使其逸出金属。表面电离的主要形式有：正离子碰撞阴极：正离子在电场中向阴极运动，碰撞阴极时将动能传递给电子使其逸出

8、金属；光电效应：金属表面受到光的照射时，放射出电子；强场发射：在阴极附近加以很强的外电场使阴极放射出电子，由于强场发射所需外电场极强，在103kV/cm数量级，所以在一般气体间隙的击穿过程中不会发生；热电子放射：将阴极加热到很高温度，使其中的电子获得巨大动能，逸出金属。第6页，讲稿共104张，创作于星期二Page 7 二、气体介质中带电粒子的消失 气体中发生放电时，除了有不断形成带电粒子的电离过程外，还存在着相反的过程，即带电粒子的消失过程，它们将导致带电粒子从电离区域消失，或者削弱其产生电离的作用，这些过程通常叫做去电离过程。带电离子的运动、扩散、复合以及电子的附着作用都属于这样的作用。当导

9、致气体电离的因素消失后，这些去电离过程将使气体迅速恢复到绝缘状态。带电粒子受电场力的作用流入电极 带电粒子在与气体分子碰撞后虽会发生散射，但从宏观看是向电极方向作定向运动。在一定电场强度E下，带电质点运动的平均速度将达到某个稳定值。这个平均速度称为带电质点的驱引速度 ，式中b称为带电质点在电场中的迁移率，即单位场强下的运动速度。电子的迁移率比离子的迁移率约大两个数量级，同一种气体的正、负离子的迁移率相差不大。在标准参考大气条件下，干燥空气中正、负离子的迁移率分别为 及 。第7页，讲稿共104张，创作于星期二Page 8 2带电粒子的扩散 气体中的带电粒子，经常处于不规则的热运动之中。如果不同区

10、域中的带电粒子存在浓度差，则它们的总的趋势是不断从高浓度区域移向低浓度区域，趋向于使各种带电粒子浓度变得均匀。这种现象称为带电粒子的扩散。当空气间隙发生放电，并去掉电源后，放电通道中高浓度的带电粒子就迅速的向周围扩散，使间隙恢复原来的绝缘状态。带电质点的扩散同气体分子的扩散一样，都是由热运动造成的，因为即使在很大的浓度下，离子之间的距离仍较大，静电相互作用力很小。带电质点的扩散规律也同气体的扩散规律相似。3带电粒子的复合 正离子与负离子或电子相遇，发生电荷的传递而互相中和，还原为中性分子的过程称为复合过程。复合可在气体空间进行，也可以在容器壁上发生。若放电空间离容器壁较远，则显然前者是主要的。

11、在带电粒子复合过程中发生光辐射。如前面所述，这种光辐射在一定条件下又可能成为导致电离的因素。如前所述，离子的电离能力远不及电子。电子被分子俘获而形成质量大、速度小的负离子后，电离能力大为降低。因此，在气体放电中，附着效应起着阻碍放电的作用，电负性气体具有较高的绝缘强度。第8页，讲稿共104张，创作于星期二Page 9 4附着效应 某些气体中的中性分子（或原子）具有较大的电子亲和力，当电子与其碰撞时，便被其吸附而成为负离子，同时放出能量，这个过程称为气体的附着效应。容易附着电子形成负离子的气体称为电负性气体，如氧气、氯气、氟气、水蒸气、六氟化硫等都属于电负性气体。如前所述，离子的电离能力远不及电

12、子。电子被分子俘获而形成质量大、速度小的负离子后，电离能力大为降低。因此，在气体放电中，附着效应起着阻碍放电的作用，电负性气体具有较高的绝缘强度。第9页，讲稿共104张，创作于星期二Page 10第二节 汤逊理论和流柱理论 一、汤逊理论 20世纪初，英国物理学家汤逊（Townsend）在均匀电场、低气压、短间隙的条件下进行了放电实验，提出了比较系统的理论和计算公式，解释了整个间隙的放电过程和击穿条件。虽然汤逊理论有很多不足，其适用范围也有很大的局限，但它描述的放电过程是很基本的，具有普遍意义。1非自持放电和自持放电 气体放电可分为非自持放电和自持放电两种。必须借助外加电离因素才能维持的放电则称

13、之为非自持放电。不需其它任何外加电离因素而仅由电场的作用就能维持的放电称为自持放电。图11所示的是汤逊的实验装置。在空气中放置两块平行板电极，用外部光源对阴极极板进行照射，并在两极间加上直流电压，则在两极之间形成均匀电场。当极间电压从零起逐渐升高时，得到电流和电压的关系如图12所示。图11 平行板电极试验装置 图12 放电电流和电压的关系第10页，讲稿共104张，创作于星期二Page 11 大气中通常存在着少量的正负离子，这是由于空间的宇宙线等高能射线作用下不断产生电离与同时进行的复合过程相互平衡的结果。此外，当阴极受到照射时也能发射电子。在极间加上电压后，这些带电粒子分别向两极移动，形成电流

14、。起初，随着电压的升高，带电离子的运动速度加大，电流也随之增大，如图12中0a段曲线所示。到达a点后，电流不再随电压而增大，因为这时在单位时间内由外界电离因素在极间产生的带电粒子已全部参加导电，所以电流趋于饱和。这个饱和电流密度是极小的。一般只有9-19A/cm2的数量级。因此，这时气体间隙仍处于良好的绝缘状态。到达b点后，电流又随着电压增大而增大，这时，间隙出现了新的电离因素碰撞电离。此后，电流越来越大。最后到达c点，此时电流急剧增大，间隙转入良好的导电状态。外加电压到达c点以前，间隙中的电流很小，且要依靠外界的电离因素来维持，此时的放电属于非自持放电；外加电压到达c点之后，气体间隙中发生了

15、强烈的电离，带电粒子的数量急增，此时间隙中的放电依靠电场的作用就可以维持，c点以后的放电属于自持放电。第11页，讲稿共104张，创作于星期二Page 12 汤逊放电理论 在外界电离因素的作用下，阴极产生光电子发射，使间隙中产生自由电子，这些电子就是放电的起始电子。这些起始电子在电场的作用下，由阴极奔向阳极，在这个过程中，电子不断被加速，动能不断积累，同时与中性粒子发生碰撞，当UUB后，电场很强，电子的动能达到足够大，有可能产生碰撞电离。如图12所示，当气体间隙上所加电压超过UB后，电流迅速增大。电离新产生的电子和原有电子一起又从电场中获得动能，继续被加速，从而发生新的碰撞电离.这样就出现了一个

16、连锁反应的局面：一个起始电子从电场获得一定的动能后，碰撞电离出一个第二代电子；这两个电子作为新的起始电子从电场获得动能，又电离出两个新的第二代电子，这时间隙中已存在四个自由电子；这四个自由电子又作为新的起始电子继续发生碰撞电离;，这样一代一代不断地发展下去。间隙中的电子数目由1变为2，2变为4，电子的数目迅速增加。这种电子数目迅速增加的过程，犹如高山的雪崩过程，因此被形象地称为电子崩，见图13。电子崩过程的出现使间隙中的电流急剧增大。图12中b点后电流随电压迅速增长就是电子碰撞电离引起电子崩的缘故。第12页，讲稿共104张，创作于星期二Page 13 图1-3 电子崩的电荷分布 图1-4 气体

17、间隙的示意图 电子崩中因碰撞电离产生电子的同时，也产生正离子。电子向阳极运动，正离子向阴极运动。正离子向阴极运动的过程中，一方面可能与中性粒子发生碰撞产生碰撞电离，另一方面正离子可能撞击阴极表面使其产生表面电离，逸出电子。从阴极表面逸出的电子作为新的起始电子又重复上述的电子崩过程。这样一直发展下去，使间隙中维持放电状态。为了定量分析气隙中气体放电过程，引入三个系数：系数：它代表一个电子沿着电场方向行经1cm长度后平均发生的碰撞电离次数。设每次碰撞电离产生一个电子和一个正离子，所以也就是一个电子在单位长度行程内新电离出的电子数和正离子数。系数：一个正离子沿着电场方向行经1cm长度后平均发生的碰撞

18、电离次数；系数：表示折合到每个碰撞阴极表面的正离子，使阴极金属表面平均释放出的自由电子数。第13页，讲稿共104张，创作于星期二Page 14 由上可知：系数对应于起始电子形成电子崩的过程，亦称过程，与电子崩过程类似，在引起电子剧增同时，系数对应于离子崩的过程，亦称过程，系数描述了离子崩到达阴极后，引起阴极发射电子的过程，亦称过程。由于离子的尺寸和质量较大，离子在电场中运动获取动能产生碰撞电离的可能性比电子小得多，因此过程可以忽略。如图14所示，假设气体间隙的距离为d，由于某种外界电离因素，从阴极发出一个电子。这个电子在向阳极运动过程中不断引起碰撞电离，电子数目越来越多，经过距离x后数目达到n

19、，再经过距离dx，增加的电子数目为dn，则有 dn=ndx 或 （17）从0到d积分得到达到阳极时的电子数为 （18）若为一常数，则有 n=ed （19）这就是电子崩的发展规律。如果x=10，则n=ed=2.2104，远远大于1。第14页，讲稿共104张，创作于星期二Page 15 n是过程中包括起始电子在内的电子数。一个电子从阴极出发向阳极运动时，由于碰撞电离形成电子崩，到达阳极并进入阳极ed个电子。除去起始电子外，新产生了（ed1）个电子和正离子。这（ed1）个正离子在电场作用下向阴极运动，撞击阴极表面，产生表面电离，一个正离子可电离出个电子，则（ed1）正离子就可电离出（ed1）个电子。

20、即（ed1）表示了这些正离子消失在阴极之前，由过程又在阴极上释放出二次电子数。如果（ed1）个正离子在撞击阴极表面时至少能从阴极释放出一个有效电子来弥补原来那个产生电子崩并已进入阳极的电子，那么这个有效电子将在电场的作用下向阳极运动，产生碰撞电离，发展新的电子崩。这样，即使没有外界电离因素存在，放电也能继续下去，使放电达到自持。所以，自持放电的条件为：（ed1）1或 （110）设电子在均匀电场E中前进距离后，与中性粒子发生碰撞，产生碰撞电离，若忽略其初始动能，则须满足 EqxWi 或 （111）其中q为电子所带电荷，Wi、Ui分别为气体分子的电离能和电离电位。第15页，讲稿共104张，创作于星

21、期二Page 16 式（1-11）的物理意义是，使电子在与气体分子碰撞时产生电离的必要条件为电子在运动中所积聚的动能至少应等于气体分子的电离能。电子在场强为E的电场中运动时只有那些自由行程超过 距离的电子，才能与分子发生碰撞电离。如果电子在与气体分子发生两次碰撞之间的平均自由行程为，则由气体运动理论可知，相邻两次碰撞之间电子运动距离大于xi的概率为 ，电子沿电场方向运动1cm距离与气体分子发生碰撞的平均次数为 ，其中只有 ，次是电子的自由行程超过xi的碰撞。根据电离系数的定义有如下关系式：（112）其中A常数，P气压，是电子的平均自由行程。因此 其中 或 （113）第16页，讲稿共104张，创

22、作于星期二Page 17 由（110）式，有 （114）另外，根据上面公式，可以得到自持放电条件下空气间隙击穿电压U0的表达式为 （115）式中，A、B是两个与气体种类有关的常数。式（115）表明了击穿电压与气体状态等因素的关系。式中，U0为在气温不变的条件下，均匀电场中气体的自持放电的起始电压，它等于气隙的击穿电压U0。从式中可以看出，U0取决于P与d的乘积。第17页，讲稿共104张，创作于星期二Page 18 3巴申（Paschen）定律 式（115）表明的规律在汤逊（Townsend）之前（1889年）已由巴申(Paschen)从实验中总结出来了，称为巴申定律。其内容是：当气体成分和电极

23、材料一定时，气体间隙击穿电压（U0）是气压（P）和间隙距离（d）乘积的函数：U0=f（pd）（116）巴申定律给汤逊理论以实验支持，而汤逊理论给巴申定律以理论上的解释，两者相互映证。巴申曲线如图15。图15 某种气体的巴申曲线第18页，讲稿共104张，创作于星期二Page 19 图16为几种气体的击穿电压U0与Pd值关系的实验曲线。由曲线可见，随Pd的变化，击穿电压U0有最小值。这一现象可用汤逊理论加以解释：因为形成自持放电需要达到一定的电离数ad，而这又决定于碰撞次数与电离概率的乘积，如果d固定，则当P增大时，气体相对密度增大，电子很容易与气体的粒子相碰撞，碰撞次数增加，电子的平均自由行程缩

24、短，不易积累动能，引起电离的可能性减小，击穿电压升高；当P减小时，气体相对密度减小，虽然电子的平均自由行程增大，电子在两次碰撞间可积累很大的动能，但碰撞的几率减小，引起电离的次数减少，击穿电压升高。因此，在某个P值下ad有最大值，从而U0最小。另一方面，如果P固定，则当d增大时，碰撞次数将增加，但由于E=U/d，电场强度降低，电子的动能减小，击穿电压升高；当d减小时，电子从阴极到阳极的运动距离缩短，发生碰撞的次数减少，电离概率减小，击穿电压升高。因此在某个d值下ad有最大值，从而U0最小。图16 几种气体的击穿电压U0与Pd值关系的试验曲线第19页，讲稿共104张，创作于星期二Page 20

25、以上分析是在假定气体温度不变的情况下得到的。为了考虑温度变化的影响，巴申定律更普遍的形式是以气体的密度（）代替压力，对空气来说可表示为：U0=f（P）（117）其中为空气的相对密度。（118）P0=101.3KPa,t0=20,P气压（kPa），t温度（）.空气间隙的U0最小值为327V，相应的d=0.759-3cm。可见在大气压力或更高的压力下，气隙的d值要远大于上述数值。因此，其击穿电压都处在巴申曲线的右半部，即U0随d的增大而升高。巴申曲线右半部分所示U0（与E0）与d的关系，可用下面的经验公式表示 （119）击穿电压U0的单位为kV（峰值），极间距离d的单位为cm。第20页，讲稿共10

26、4张，创作于星期二Page 21 4汤逊放电理论的适用范围 汤逊理论是在低气压、Pd较小的条件下在放电实验的基础上建立的。Pd过小或过大，放电机理将出现变化，汤逊理论就不再适用了。Pd过小时，气体极低（d过小实际是不可能的），电子的平均自由行程远大于间隙距离，碰撞电离来不及发生，击穿电压似乎应不断上升，但实际上电压U上升到一定程度后，场致发射将导致击穿，汤逊的碰撞电离理论不再适用，击穿电压将不再增加。Pd过大时，气压高，或距离大，这时气体击穿的很多实验现象无法全部在汤逊理论范围内给以解释。（1）放电外形：高气压时放电外形具有分支的细通道，而按照汤逊放电理论，放电应在整个电极空间连续进行，例如辉

27、光放电。（2）放电时间：根据出现电子崩经几个循环后完成击穿的过程，可以计算出放电时间，在低气压下的计算结果与实验结果比较一致，高气压下的实测放电时间比计算值小得多。（3）击穿电压：Pd较小时击穿电压计算值与实验值一致；Pd大时不一致。（4）阴极材料：低气压下击穿电压与电极材料有关；高气压下间隙击穿电压与电极材料无关。因此，通常认为，Pd200cmmmHg时，击穿过程将发生变化，汤逊理论的计算结果不再适用，但其碰撞电离的基本原理仍是普遍有效的。第21页，讲稿共104张，创作于星期二Page 22 二、流注理论1流注的形成在汤逊以后，由洛依布（Loeb）和米克（Meek）等在实验的基础上建立了一种

28、新理论流注理论（streamer theory），弥补了汤逊理论的不足，较好地解释了高气压长间隙的气体放电现象。图17流注的形成和发展第22页，讲稿共104张，创作于星期二Page 23 图1-7表示了外施电压等于击穿电压时电子崩转入流注，实现击穿的过程。流注理论认为，在外电离因素（如光源）的作用下，在阴极附近产生起始有效电子。当外加电场足够强时，这些有效电子在电场作用下，在向阳极运动的途中不断与中性原子发生碰撞电离，而形成初始电子崩。由于电子的运动速度远大于正离子的速度，因此电子集中在朝着阳极的崩头部，当初始电子崩发展到阳极时,崩头中电子迅速跑到阳极进行中和，暂留的正离子（在电子崩头部其密度

29、最大）作为正空间电荷与阴极间形成的电场与原有电场方向一致，加强了原电场，同时向周围放射出大量光子（如图17（a）。这些光子使附近的气体因光电离而产生二次电子，它们在由正空间电荷所引起的畸变和加强了的局部电场作用下，又形成新的电子崩,即二次电子崩（如图17（b）。二次电子崩头部的电子跑向初始电子崩的正空间电荷区域，与之汇合成为充满正负带电粒子的混合通道，这个电离通道称为流注。流注通道导电性能良好，其端部（这里流注的发展方向是从阳极到阴极，与初崩的方向相反）又有二次崩留下的正电荷，因此大大加强了流注发展方向的电场，促使更多的新电子崩相继产生并与之汇合，从而使流注向前发展（如图17（c）。到流注通道

30、把两极接通时（如图17（d），就将导致气隙完全被击穿。第23页，讲稿共104张，创作于星期二Page 24 综上所述，流注理论认为：形成流注的必要条件是电子崩发展到足够的程度后，电子崩中的空间电荷足以使原电场（外施电压在气隙中产生的电场）明显畸变，大大加强了电子崩崩头和崩尾处的电场。另一方面，电子崩中电荷密度很大，复合过程频繁，放射出的光子在这部分强电场区很容易成为引发新的空间光电离的辐射源。因此，流注理论认为：二次电子的主要来源是空间的光电离。2流注形成的条件 气隙中一旦出现流注，放电就可以由放电本身所产生的空间光电离而自行维持，因此自持放电条件就是流注形成的条件。而形成流注的条件是需要初始

31、电子崩头部的电荷达到一定的数量，使电场得到足够的畸变和加强，造成足够的空间光电离，转入流注。所以流注形成的条件为：ed 常数 （1-20）一般认为当d20（或ed 108）便可满足上述条件，使流注得以形成。第24页，讲稿共104张，创作于星期二Page 25 3流注理论对放电现象的解释 利用流注理论可以很好地解释高气压、长间隙情况下出现的一系列放电现象。（1）放电外形 流注通道电流密度很大，电导很大，故其中电场强度很小。因此流注出现后，将减弱其周围空间内的电场，加强了流注前方的电场，并且这一作用伴随着其向前发展而更为增强。因而电子崩形成流注后，当某个流注由于偶然原因发展更快时，它就将抑制其它流

32、注的形成和发展，这种作用随着流注向前推进将越来越强，开始时流注很短可能有三个，随后减为两个，最后只剩下一个流注贯通整个间隙了，所以放电是具有通道形式的。（2）放电时间 根据流注理论，二次电子崩的起始电子由光电离形成，而光子的速度远比电子的大，二次电子崩又是在加强了的电场中，所以流注发展更迅速，击穿时间比由汤逊理论推算的小得多。（3）阴极材料的影响 根据流注理论，大气条件下气体放电的发展不是依靠正离子使阴极表面电离形成的二次电子维持的，而是靠空间光电离产生电子维持的，故阴极材料对气体击穿电压没有影响。第25页，讲稿共104张，创作于星期二Page 26 在Pd值较小的情况下，起始电子不可能在穿越

33、极间距离后完成足够多的碰撞电离次数，因而难以聚积到ed 108所要求的电子数，这样就不可能出现流注，放电的自持只能依靠阴极上的过程。因此汤逊理论和流注理论适用于一定条件下的放电过程，不能用一种理论来取代另一种理论，它们互相补充，可以说明广阔的Pd范围内的放电现象。必须指出，上述自持放电条件公式适用于非电负性气体。而对强电负性气体，还应引入系数描述电子的附着效应过程。的定义与相似，即一个电子沿电场方向行经1cm时平均发生的电子附着次数，由此可知，在电负性气体中，有效碰撞电离系数为 （121）对于这种情况，汤逊理论自持条件式（110）中的 不能简单地用 来代替。这是因为在电负性气体中，正离子数等于

34、新增的电子数与负离子数之和。一般强电负性气体的工程应用属于流注放电的范畴，因此这里直接探讨其流注自持放电条件。参照式（116），均匀电场中电负性气体的流注自持放电条件有类似的表达式 （122）式中，K为电子崩中电子的临界值取对数。实验研究表明，对于SF6（六氟化硫）强电负性气体，K=10.5。第26页，讲稿共104张，创作于星期二Page 27 由于强电负性气体的附着效应，使得 ，从而导致自持放电场强远比非电负性气体高得多。以SF6气体为例，在标准状态下，均匀电场中击穿场强（89kV/cm）约为同样状态的空气间隙击穿场强（30 kV/cm）的3倍。应该强调的是，放电理论，尤其是流注理论还很粗糙

35、。具体绝缘结构的击穿电压目前还无法根据放电理论来精确计算。工程上对绝缘结构的设计、改进直接依靠实验方法，或利用各种典型电极的实验数据。但上述关于放电理论的解释还是很重要的，它提出了放电发展的前景，阐明了击穿电压和各种影响因素间至少是定性的关系，对分析绝缘结构的问题是有帮助的。第27页，讲稿共104张，创作于星期二Page 28第三节 不均匀电场的放电过程 在均匀电场中，气体间隙内的流注一旦形成，放电达到自持的程度，气隙就被击穿。而在不均匀电场中，情况就更复杂。电气设备绝缘结构中的电场大多是不均匀的。根据其放电特点，不均匀电场可分为稍不均匀电场和极不均匀电场。一、稍不均匀电场和极不均匀电场的放电

36、特点图18 直径为D的球隙的放电电压与极间距离d的关系曲线1击穿电压；2电晕起始电压；3放电不稳定区第28页，讲稿共104张，创作于星期二Page 29 图18表示直径为D的球隙的放电电压与极间距离d的关系曲线。试验表明：当d2D时，电场还比较均匀，其放电特性与均匀电场相似，一旦出现自持放电，立即导致整个气隙击穿。当d4D以后，这时由于电场强度沿气隙分布极不均匀，因而当所加电压达到某一临界值时，在靠近两个球极的表面出现蓝紫色的晕头，并发出“咝咝”的响声，这种局部放电现象称为电晕放电，开始出现电晕放电的电压称为电晕起始电压。当外加电压进一步增大时，电极表面电晕层亦随之扩大，并出现刷状的细火花，火

37、花越来越长，最终导致气隙完全击穿。球隙距离在2D4D之间时，属于过渡区域，随电压升高会出现电晕，但不稳定，该球隙立刻就转为火花放电。由实验可知，随着电场不均匀程度增加，放电现象不相同，电场越不均匀（两球间距离越大，电场越不均匀），击穿电压和电晕起始电压之间的差别也越大。从放电的观点看，电场的不均匀程度也可以根据是否存在稳定的电晕放电来区分：如果电场的不均匀程度导致存在稳定的电晕放电（如d4D以后），则称为极不均匀电场；虽然电场不均匀，但还不存在稳定的电晕放电，电晕一旦出现，气隙立刻被击穿（如2Dd4D时），则称为稍不均匀电场。第29页，讲稿共104张，创作于星期二Page 30 通常电场的不均

38、匀程度一般可用电场不均匀系数f来描述：其中，Emax 为电场中场强最高点的电场强度；Eav为平均电场强度，其中，U为间隙上施加的电压；d为电极间最短的绝缘距离。用电场不均匀系数可将电场不均匀程度划分为：均匀电场f=1；稍不均匀电场f4。由上述可见，在稍不均匀电场中放电达到自持条件时发生击穿现象，此时气隙中平均电场强度比均匀电场气隙的要小，因此在同样极间距离时稍不均匀场气隙的击穿电压比均匀气隙的要低，在极不均匀场气隙中自持放电条件即是电晕起始条件，由发生电晕至击穿的过程还必须增高电压才能完成。第30页，讲稿共104张，创作于星期二Page 31 二、极不均匀电场气体的电晕放电 在极不均匀电场中，

39、气隙完全被击穿以前，电极附近会发生电晕放电，产生暗蓝色的晕光。这种特殊的晕光是电极表面电离区的放电过程造成的。电离区内的分子，在外电离因素（如光源）和电场的作用下，产生了激发、电离，形成大量的电子崩。与此同时也产生激发和电离的可逆过程复合。在复合过程中，会产生光辐射，从而形成了晕光，即所谓电晕。电晕放电的电流强度取决于外加电压、电极形状、极间距离、气体性质和密度等。电晕放电的起始电压在理论上可根据自持放电的条件求取，但这种方法计算繁杂且不精确，所以通常都是根据经验公式来确定的。在某些情况下可以利用电晕放电的空间电荷来改善极不均匀场的电场分布，以提高其击穿电压。第31页，讲稿共104张，创作于星

40、期二Page 33 在图19的导线板气隙中，给出了不同直径D的导线的工频击穿电压（有效值）与极间距离d的关系。由图可见，导线直径D在厘米级时击穿电压与尖板间隙相近；但当导线直径减小到0.5mm时，击穿电压值几乎接近均匀场时的情况。这是由于细线电晕放电时形成的均匀电晕层，改善了间隙中的电场分布，因而击穿电压提高。导线直径较大时情况不同，因为电极表面不可能绝对光滑，所以在整个表面发生电晕之前局部有缺陷处先发生放电，出现刷状放电现象，因此击穿与尖板间隙相近。在极不均匀电场中，当间隙上所加的电压远低于击穿电压时，在曲率大的电极表面附近可能由于场强已经达到自持放电的条件而出现电晕放电。这时，在黑暗的环境

41、中，可以看到电晕电极周围出现微弱的晕光，还可以听到嘶嘶的电晕噪声，嗅到由电晕放电产生的臭氧的味道。与此同时，电路电流也突然增大到可以测量的数值。在平行导线间的距离d远大于导线半径r时，可求得导线表面的场强为 （123）式中U导线对中性平面的电压。第33页，讲稿共104张，创作于星期二Page 34 皮克研究了平行导线间电晕起始电压的大量数据，并通过公式（118）的关系换算得到平行导线间电晕起始场强E0的经验公式如下:（124）式中m导线表面的粗糙系数。对光滑导线m=1,对于一般导线m=0.820.9,对绞线上出现局部电晕 m=0.72；空气相对密度；r导线直径（cm）。上式表明,E0与空气相对

42、密度和导线直径有关。另外,当导线表面粗糙时,电晕起始电压降低。由公式（123）可以得到电晕起始电压U0如下式所示:（125）对于三相输电线路,上式的U0代表相电压,d为导线的几何平均距离：（122）式中d12、d23、d31分别表示三根导线两两之间的距离。第34页，讲稿共104张，创作于星期二Page 35 电晕层中的碰撞电离过程不断产生正负两种带电粒子。其中与导线同极性的粒子在电场作用下离开电晕层,逐步走向对面电极（电子在弱场强区运动常会附着在中性粒子上形成负离子）。在交流输电的情况下,这些空间电荷由于速度缓慢在未达到对面导线时就因极性改变而折回。空间电荷的运动构成了电晕电流。由于导线大部分

43、空气间隙仍保持绝缘,这个电晕电流自然是比较小的，但它比正常情况下的线路绝缘的泄漏电流要大得多。空间电荷的运动需要电源供给能量,这部分能量构成了输电线路电晕损耗的主要部分，而使空气电离所消耗的能量则比较小。电晕的起始阶段,放电电流通常由一系列短促的陡脉冲组成，一般认为这与电离的间歇性质有关。由于爆发电离后产生与导线同号的电荷,导致电离停止,待到这些电荷逐渐向外移动及扩散,电场得以重新增强后,电离才再次爆发。上述过程不断重复,就造成了放电的脉冲现象。此外在电压较高时流注的不断形成、熄灭和重新爆发,也会发生强烈的放电脉冲，这些脉冲电流将产生电磁波传播到空间。特别是工频电压下的电晕，由于每半周期内都存

44、在着电晕起始和熄灭阶段，因此不断地发射出电磁波，造成无线电干扰，最严重的无线电干扰源来自正半周时的流注放电，特别当导线表面粗糙或有水滴附着在其上时。第35页，讲稿共104张，创作于星期二Page 36 随着输电电压的提高，电晕问题也越来越突出。这是因为线路输电功率 ，而电流 ，在保持同样电流密度的条件下，导线截面积 ，即导线半径导线的表面场强 （126）上式说明，导线表面场强将随着电压的平方根成比例增大。如果说，对于220kV及以下的输电线路，电晕放电及其所引起的损耗和干扰一般还不算突出的话，那么，对于电压等级更高的线路，如果不采取一定的措施，在工作电压下导线表面的场强就可能超过电晕起始场强，

45、从而引起严重的电晕损耗和无线电干扰。从上式可以看出，要降低导线表面场强有两种办法：增大线间距离D或增大导线半径r。前一种办法将导致增加杆塔造价，并增大线路电抗，因此并不可取。一般采取适当增大导线直径的办法。但在330kV及其以上的线路，按照电晕要求选择的导线直径一般大于按经济电流密度选择的直径。为了经济，也为了避免使用直径太大的导线，通常采用分裂导线的解决办法，即每相导线由2根或2根以上的导线组成。分裂导线在保持同样截面的条件下，导线表面积比单导线时增大，但导线的电容及电荷增加得很少，这就使得导线表面场强得以降低。第36页，讲稿共104张，创作于星期二Page 37 我国水电部制订的架空送电线

46、路设计技术规程规定，在海拔不超过1000m的地区，如导线直径不小于表11所列的数值，一般不必验算电晕。此时导线表面工作场强已低于电晕起始场强。输电线路的电晕损耗除了如上所述与导线直径所决定的表面工作场强有关外，还与导线的表面状况及天气状况有关。导线表面曲率增大（如绞线）、粗糙不平或污秽都会使电晕损耗增大。天气的影响除了空气密度降低将使电晕起始场强降低外，在出现雨、雪、霜等坏天气时，都将使电晕损耗急剧增加，这是由于附着在导线上的水滴在电场作用下将克服本身的表面张力而变成锥形（图110），从而在其尖端产生强烈的放电。表11 不必验算电晕的导线最小值额定电压（kV）60以下110154220330导

47、线直径（mm）9.613.721.333.2221.3图110 导线电场对水滴形状的影响第37页，讲稿共104张，创作于星期二Page 38 近年来各国对电晕进行的大量研究工作表明，对于500750kV的超高压输电线路，在天气好时电晕损耗一般不超过几个，而在坏天气时，可以达到100以上。因此在设计超高压线路时，需要根据不同天气条件下电晕损耗的实测数据和线路参数，以及沿线路各种气象条件的出现概率等对线路的电晕损耗进行估算。对于500以上的超高压线路，除了要考虑电晕损耗和无线电及电视干扰外，还要考虑电晕产生的噪声对环境的影响问题。电晕放电还能使空气发生化学反应，产生臭氧和氧化氮等产物，引起对导体及

48、绝缘材料的腐蚀作用。总之，电晕放电在电力生产中有许多明显的害处，电晕放电时发光并发出咝咝声和引起化学反应（如使大气中氧变为臭氧），这些都是需要能量，所以输电线路发生电晕时会引起功率损耗。其次电晕放电过程中由于流注的不断消失和重新产生会出现放电脉冲，形成高频电磁波对无线电广播和电视产生干扰。此外，电晕放电发出的噪声有可能超过环境保护的标准。所以，应力求防止或限制电晕放电。例如，对于输电线路设计应考虑防止电晕的问题，通常采用分裂导线即将每相输电导线分裂为几导线，合理选择分裂导线数、线径及间距，以限制导线的表面场强值，减小电晕放电的危害。当然，事物总是一分为二的，电晕放电在某些场合也有对人类有有利的

49、一面。例如电晕可削弱输电线路上的雷电冲击电压的幅值和陡度，也可以使操作过电压产生衰减。电晕放电在工业部门已获得广泛应用，例如净化工业废气的静电除尘器与净化水用的臭氧发生器和静电喷涂等。第38页，讲稿共104张，创作于星期二Page 39 三、极不均匀电场中的放电过程 “棒板”间隙是典型的极不均匀电场，以下以正棒负板的“棒板”间隙为例，讨论极不均匀电场中的放电过程。1非自持放电阶段 当棒具有正极性时，间隙中出现的电子向棒运动，进入强电场区，开始引起电离现象而形成电子崩。随着电压逐渐上升，到放电达到自持、爆发电晕之前，这种电子崩在间隙中已形成相当多了。当电子崩达到棒极后，其中的电子就进入棒极，而正

50、离子仍留在空间，相对缓慢地向板极移动。于是在棒极附近，积聚起正空间电荷，从而减少了紧贴棒极附近的电场，而加强了外部空间的电场。见图1-11。图111 正棒负板间隙中非自持放电阶段第39页，讲稿共104张，创作于星期二Page 40 2流注发展阶段 棒极附近形成流注，由于外电场的特点，流注等离子体头部具有正电荷，头部的正电荷减少了等离子体中的电场，而加强了其头部电场。流注头部前方电场得到加强，使得此处易于产生新的电子崩。新电子崩的电子被吸引进入流注头部的正电荷区内，加强并延长了流注通道，其尾部的正离子则构成了流注头部的正电荷，流注及其头部的正电荷使强电场区更向前移，好像将棒极向前延伸了似的（当然