吳廣寧 高電壓 11 西南交大 電氣

1、第一章 氣體的絕緣特性與介質(zhì)的 電氣強(qiáng)度 研究氣體放電的目的： 了解氣體在高電壓（強(qiáng)電場(chǎng)）作用下逐步由電介 質(zhì)演變成導(dǎo)體的物理過(guò)程 掌握氣體介質(zhì)的電氣強(qiáng)度及其提高方法 u 1.1 氣體放電的基本物理過(guò)程 u 1.2 氣體介質(zhì)的電氣強(qiáng)度 u 1.3 固體絕緣表面的氣體沿面放電 u 習(xí)題與思考題 本章內(nèi)容 返 回 1.1 氣體放電的基本物理過(guò)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(wèn)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(jià)，因此氣體成為了 在實(shí)際應(yīng)用中最常見(jiàn)的絕緣介質(zhì)。 氣體擊穿過(guò)程的理論研究雖然還不完善，但 是相對(duì)于其他

2、幾種絕緣材料來(lái)說(shuō)最為完整。因此， 高電壓絕緣的論述一般都由氣體絕緣開(kāi)始。 本節(jié)內(nèi)容： 1.1.1 帶電質(zhì)點(diǎn)的產(chǎn)生 1.1.2 帶電質(zhì)點(diǎn)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(chǎng)中的氣體放電 返回 1.1.1 帶電質(zhì)點(diǎn)的產(chǎn)生 氣體放電是對(duì)氣體中流通電流的各種形式統(tǒng)稱。 由于空氣中存在來(lái)自空間的輻射，氣體會(huì)發(fā)生 微弱的電離而產(chǎn)生少量的帶電質(zhì)點(diǎn)。 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(diǎn)的情況下，氣體才會(huì)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(guò)程。電離可

3、一次完成，也可以是先激勵(lì) 再電離的分級(jí)電離方式。 電離方式可分為 ： 熱電離 光電離 碰撞電離 分級(jí)電離 電子在電場(chǎng)中的運(yùn)動(dòng)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 6 SF （2）光電離 當(dāng)滿足以下條件時(shí)，產(chǎn)生光電離 i W hc 式中： ：光的波長(zhǎng)； ：光速； ：氣體的電離能 c i W 光子來(lái)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(chǎng)作用下加速所獲得的動(dòng)能 （ ）與質(zhì)點(diǎn)電荷量

4、(e)、電場(chǎng)強(qiáng)度（ ）以 及碰撞前的行程( )有關(guān)即 (1-3)eExmv 2 2 1 2 2 1 mv E x i eExW 式中： ：電子的電荷量； ：外電場(chǎng)強(qiáng)度； ：電子移動(dòng)的距離 e E x (1-4) 高速運(yùn)動(dòng)的質(zhì)點(diǎn)與中性的原子或分子碰 撞時(shí)，如原子或分子獲得的能量等于或大于 其電離能，則會(huì)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(diǎn)在碰撞前必須 經(jīng)過(guò)的距離為： E U Eq W x i e i i 式中 為氣體的電離電位，在數(shù)值上與以eV為 單位的 相等 i U i W 的大小取決于場(chǎng)強(qiáng)E，增大氣體中的場(chǎng) 強(qiáng)將使 值減少?？梢?jiàn)提高外加電壓將使碰撞 電離的概率和強(qiáng)度增大。

5、i x i x (1-4) （4）分級(jí)電離 當(dāng)逸出功電離能時(shí)，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(qiáng)場(chǎng)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(guò)下述途 徑獲得 ： （1）正離子撞擊陰極 （2）光電子發(fā)射 （3）強(qiáng)場(chǎng)發(fā)射 （4）熱電子發(fā)射 3、氣體中負(fù)離子的形成 附著：電子與氣體分子碰撞時(shí)，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)生電子附著過(guò)程而形成負(fù)離子。 負(fù)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(duì)

6、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(gè)電子 形成負(fù)離子時(shí)所放出的能量，其值越大則越易 形成負(fù)離子。 電子親合能未考慮原子在分子中的成鍵作 用，為了說(shuō)明原子在分子中吸引電子的能力， 在化學(xué)中引入電負(fù)性概念。 電負(fù)性：一個(gè)無(wú)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(fù)性數(shù)值 返回 1.1.2 帶電質(zhì)點(diǎn)的消失 帶電質(zhì)點(diǎn)的消失可能有以下幾種情況： 帶電質(zhì)點(diǎn)受電場(chǎng)力的作用流入電極 ； 帶電質(zhì)點(diǎn)因擴(kuò)散而逸出氣體放電空間； 帶電質(zhì)點(diǎn)的復(fù)合。 復(fù)合復(fù)合：當(dāng)氣體中帶異號(hào)電荷的粒子相遇時(shí)，有可 能發(fā)生電荷的傳遞與中和，這種現(xiàn)象稱為

7、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(gè)中性分子； 復(fù)合也可能發(fā)生在正離子和負(fù)離子之間，稱為 離子復(fù)合，其結(jié)果是產(chǎn)生兩個(gè)中性分子。 帶電質(zhì)點(diǎn)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(chǎng)的均勻度而異。 但氣體放電都有從電子碰撞電離開(kāi)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(diǎn) 宇宙射線和放射性物質(zhì)的射線會(huì)使氣體發(fā)生 微弱的電離而產(chǎn)生少量帶電質(zhì)點(diǎn)；另一方面、負(fù) 帶電質(zhì)點(diǎn)又在不斷復(fù)合，使氣體空間存在一定濃 度的帶電質(zhì)點(diǎn)。因此，在氣隙的電極間施加電壓 時(shí)，可檢測(cè)到微小的電流。 1、放電的電子崩階段 由圖

8、1-3可見(jiàn)， （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?yàn)閹щ娰|(zhì)點(diǎn)向電 極運(yùn)動(dòng)的速度加快導(dǎo)致復(fù)合率 減小。當(dāng)電壓接近 時(shí)，電流 趨于飽和，因?yàn)榇藭r(shí)由外電離 因素產(chǎn)生的帶電質(zhì)點(diǎn)全部進(jìn)入 電極，所以電流值僅取決于外 電離因素的強(qiáng)弱而與電壓無(wú)關(guān) 圖13 氣體間隙中電流與外施電 壓的關(guān)系 A U （2）在I-U曲線的B、C點(diǎn)： 電壓升高至 時(shí)，電流又開(kāi)始 增大，這是由于電子碰撞電離 引起的，因?yàn)榇藭r(shí)電子在電場(chǎng) 作用下已積累起足以引起碰撞 電離的動(dòng)能。電壓繼續(xù)升高至 時(shí)，電流急劇上升，說(shuō)明放 電過(guò)程又進(jìn)入了一個(gè)新的階段。 此時(shí)氣隙轉(zhuǎn)入良好的導(dǎo)電狀態(tài)， 即氣體發(fā)生了擊穿。 圖1

9、3 氣體間隙中電流與外施電 壓的關(guān)系 B U 0 U （3）在I-U曲線的BC段： 雖然電流增長(zhǎng)很快，但電 流值仍很小，一般在微安 級(jí)，且此時(shí)氣體中的電流 仍要靠外電離因素來(lái)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 0 U 因此，外施電壓小于 時(shí)的放電是非自 持放電。電壓達(dá)到 后，電流劇增，且此時(shí) 間隙中電離過(guò)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(dá)到 后的放電 稱為自持放電， 稱為放電的起始電壓。 0 U 0 U 0 U 0 U （2）電子崩的形成 外界電離因子在陰極附 近產(chǎn)生了一個(gè)初始電子，如 果空間電場(chǎng)強(qiáng)度足夠大，該 電子

10、在向陽(yáng)極運(yùn)動(dòng)時(shí)就會(huì)引 起碰撞電離，產(chǎn)生一個(gè)新的 電子，初始電子和新電子繼 續(xù)向陽(yáng)極運(yùn)動(dòng)，又會(huì)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(jí)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(gè)電子沿電場(chǎng)方向運(yùn)動(dòng)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(chǎng)均勻，設(shè)外 界電離因子每秒鐘使陰極 表面發(fā)射出來(lái)的初始電子 數(shù)為n0。 圖15 計(jì)算間隙中電子數(shù)增長(zhǎng)的示意圖 由于碰撞電離和電子 崩的結(jié)果，在它們到達(dá)x

11、處 時(shí)，電子數(shù)已增加為n，這 n個(gè)電子在dx的距離中又會(huì) 產(chǎn)生dn個(gè)新電子。 根據(jù)碰撞電離系數(shù) 的定義，可得： 分離變量并積分之，可得： x dx enn 0 0 (1-7) (1-8) 對(duì)于均勻電場(chǎng)來(lái)說(shuō)，氣隙中各點(diǎn)的電場(chǎng)強(qiáng)度相 同， 值不隨x而變化，所以上式可寫(xiě)成： x enn 0 (1-9) xn dnd 抵達(dá)陽(yáng)極的電子數(shù)應(yīng)為： d a enn 0 (1-10) ) 1( 00 d a ennnn 將式(1-8)的等號(hào)兩側(cè)乘以電子的電荷 ， 即得電流關(guān)系式： e q 途中新增加的電子數(shù)或正離子數(shù)應(yīng)為： (1-11) d eII 0 式(1-12)中， e qnI 00 (1-12) 式(1

12、-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(shí)放電還不能自 持，因?yàn)橐坏┏ネ饨珉婋x因子(令 )，即 變?yōu)榱恪?0 0 II d eII 0 （3）影響碰撞電離系數(shù)的因素 (1-13) 若電子的平均自由行程為 ，則在1cm長(zhǎng)度內(nèi)一個(gè) 電子的平均碰撞次數(shù)為 。 1 設(shè)在處有個(gè)電子沿電力線方向運(yùn)動(dòng)，行經(jīng)距離時(shí)還 剩下個(gè)電子未發(fā)生過(guò)碰撞，則在到這一距離中發(fā)生 碰撞的電子數(shù)應(yīng)為 dx ndn 由上式積分得： / 0 x enn 由第一節(jié)公式，實(shí)際自由行程長(zhǎng)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： i e x e E U e x

13、 e e i e i ee 11 (1-14) 由第一節(jié)公式 內(nèi)容可知，電子 的平均自由長(zhǎng)度 與氣溫 成正比、與氣壓 成 反比，即： T pr kT e 2 e p p T e (1-15) 當(dāng)氣溫 不變時(shí)，式(1-14)即可改寫(xiě)為：T 式中A、B是兩個(gè)與氣體種類有關(guān)的常數(shù)。 E Bp Ape 由上式不難看出： 電場(chǎng)強(qiáng)度E增大時(shí)， 急劇增大; 很大或很小時(shí)， 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(qiáng)度。 高氣壓時(shí)， 很小，單位長(zhǎng)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(shí)， 很大，總的碰撞次數(shù)少，所 以 也比較小。 e

14、e 2、湯遜理論 前述已知，只有電子崩過(guò)程是不會(huì)發(fā)生自持放 電的。要達(dá)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(lái)取代外 電離因素產(chǎn)生的初始電子。 實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象表明，二次電子的產(chǎn)生機(jī)制與氣壓和 氣隙長(zhǎng)度的乘積（ ）有關(guān)。 值較小時(shí)自持放電 的條件可用湯遜理論來(lái)說(shuō)明； 值較大時(shí)則要用流 注理論來(lái)解釋。 pdpd pd （1） 過(guò)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(fù)離子復(fù)合時(shí)，以及分子由激勵(lì)態(tài)躍遷 回正常態(tài)時(shí)，所產(chǎn)生的光子到達(dá)陰極表面都將引起 陰極表面電離，統(tǒng)稱為 過(guò)程。 為此引入系數(shù)。

15、設(shè)外界光電離因素在陰極表面產(chǎn)生了一個(gè)自由電 子，此電子到達(dá)陽(yáng)極表面時(shí)由于 過(guò)程，電子總數(shù) 增至 個(gè)。因在對(duì) 系數(shù)進(jìn)行討論時(shí)已假設(shè)每次電 離撞出一個(gè)正離子，故電極空間共有（ 1）個(gè) 正離子。由系數(shù) 的定義，此（ 1）個(gè)正離子 在到達(dá)陰極表面時(shí)可撞出 （ 1）個(gè)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。 d e d e d e d e 自持放電條件為1) 1( d e ：一個(gè)正離子撞擊到陰極表面時(shí)產(chǎn)生出來(lái)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(gè)電子在自己進(jìn) 入陽(yáng)極后可以由 及 過(guò)程在陰極上又產(chǎn)生一個(gè)新的替 身，從而無(wú)

16、需外電離因素放電即可繼續(xù)進(jìn)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(shí)驗(yàn)的基礎(chǔ)上建立的。 過(guò)小或過(guò)大，放電機(jī)理將 出現(xiàn)變化，湯遜理論就不再適用了。 d d 過(guò)小時(shí)，氣壓極低( 過(guò)小在實(shí)際上是不可能 的)， 過(guò)小， 遠(yuǎn)大于 ，碰撞電離來(lái)不及發(fā)生， 擊穿電壓似乎應(yīng)不斷上升，但實(shí)際上電壓U上升到一 定程度后，場(chǎng)致發(fā)射將導(dǎo)致?lián)舸瑴d的碰撞電離 理論不再適用，擊穿電壓將不再增加。 d /d d 過(guò)大時(shí)，氣壓高，或距離大，這時(shí)氣體擊穿 的很多實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象無(wú)法全部在湯遜理論范圍內(nèi)給以解 釋：放電外形；放電時(shí)間；擊穿電壓；陰極材料。 d 因此，通常認(rèn)為， 0

17、.26 cm(pd200 cm mmHg)時(shí)，擊穿過(guò)程將發(fā)生變化，湯遜理論的計(jì)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(shí)驗(yàn)中總結(jié)出了擊穿電壓 與 的關(guān)系曲線，稱為巴申定律，即 b upd )(pdfU b (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(jiàn)，首先， 并不僅 僅由 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。 pdfub b u pd b u d pd b u pd 圖1-7 實(shí)驗(yàn)求得的均勻

18、場(chǎng)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(duì)空氣， 的極小值為 。 min,b U min,bb Uu mind b u VU b 325 min, 此極小值出現(xiàn)在 cm時(shí)，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(duì)密 度很小的情況下。 5 75 10d d b u pdfub 圖1-7 實(shí)驗(yàn)求得的均勻場(chǎng)不同氣體間隙 曲線 返回 1.1.5 不均勻電場(chǎng)中的氣體放電 電氣設(shè)備中很少有均勻電場(chǎng)的情況。但對(duì)不均 勻電場(chǎng)還要區(qū)分兩種不同的情況，即稍不均勻電場(chǎng) 和極不均勻電場(chǎng)。全封閉組合電器(GIS)的母線筒和 高壓實(shí)驗(yàn)室中測(cè)量電壓用的

19、球間隙是典型的稍不均 勻電場(chǎng)；高壓輸電線之間的空氣絕緣和實(shí)驗(yàn)室中高 壓發(fā)生器的輸出端對(duì)墻的空氣絕緣則屬于極不均勻 電場(chǎng)。 1. 稍不均勻電場(chǎng)和極不均勻電場(chǎng)的特點(diǎn)與劃分 均勻電場(chǎng)是一種少有的特例，在實(shí)際電力設(shè) 施中常見(jiàn)的卻是不均勻電場(chǎng)。 為了描述各種結(jié)構(gòu)的電場(chǎng)不均勻程度，可引 入一個(gè)電場(chǎng)不均勻系數(shù)f，表示為： v E E f max :最大電場(chǎng)強(qiáng)度 v E :平均電場(chǎng)強(qiáng)度 d U E v f4屬不均勻電場(chǎng)。 (1-26) max E 2. 極不均勻電場(chǎng)的電暈放電 （1）電暈放電 在極不均勻場(chǎng)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(chǎng)強(qiáng)電極) 附近會(huì)有薄薄的發(fā)光層，這種

20、放電現(xiàn)象稱為電暈。 電暈放電是極不均勻電場(chǎng)所特有的一種自持放電 形式。開(kāi)始出現(xiàn)電暈時(shí)的電壓稱為電暈起始電壓 ， 而此時(shí)電極表面的場(chǎng)強(qiáng)稱為電暈起始場(chǎng)強(qiáng) 。 c U c E 根據(jù)電暈層放電的特點(diǎn)，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(shí)，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(kuò)大，個(gè)別電子崩形成流注，出現(xiàn)放電 的脈沖現(xiàn)象，開(kāi)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(kāi)始就很強(qiáng)烈， 一出現(xiàn)就形成流注的形式。電壓進(jìn)一步升高，個(gè)別 流注快速發(fā)展，出現(xiàn)刷狀放電，放電脈沖更強(qiáng)烈， 最后貫

21、通間隙，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(kāi)始就具有流注的形 式。爆發(fā)電暈時(shí)能聽(tīng)到聲，看到光，嗅到臭氧味， 并能測(cè)到電流。 （2）電暈放電的起始場(chǎng)強(qiáng) 電暈放電的起始場(chǎng)強(qiáng)一般由實(shí)驗(yàn)總結(jié)出的經(jīng)驗(yàn)公式 來(lái)計(jì)算，電暈的產(chǎn)生主要取決于電極表面的場(chǎng)強(qiáng)，所 以研究電暈起始場(chǎng)強(qiáng) 和各種因素間的關(guān)系更直接。 c E 對(duì)于輸電線路的導(dǎo)線，在標(biāo)準(zhǔn)大氣壓下其電暈起 始場(chǎng)強(qiáng) 的經(jīng)驗(yàn)表達(dá)式為（此處指導(dǎo)線的表面場(chǎng)強(qiáng)， 交流電壓下用峰值表示）： c E ) 3 . 0 1 (30 r Ec 式中r導(dǎo)線半徑，cm。 (1-28)kV/cm 式（1-28）說(shuō)明導(dǎo)線半徑 r 越小則 值越大。因?yàn)閞 越小，則

22、電場(chǎng)就越不均勻，也就是間隙中場(chǎng)強(qiáng)隨著其離 導(dǎo)線的距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: c E Kdx c x 0 式中 起始電暈層的厚度， 時(shí) 。 c x c xx 0 可見(jiàn)電場(chǎng)越不均勻，要滿足式(1-29)時(shí)導(dǎo)線表面 場(chǎng)強(qiáng)應(yīng)越高。 式(1-28)表明，當(dāng) r 時(shí)， =30kV/cm。 c E (1-29) 而對(duì)于非標(biāo)準(zhǔn)大氣條件，則進(jìn)行氣體密度修正以 后的表達(dá)式為 r Ec 3 . 0 130 式中 氣體相對(duì)密度 (1-30) 實(shí)際上導(dǎo)線表面并不光滑，所以對(duì)于絞線要考 慮導(dǎo)線的表面粗糙系數(shù) 。此外對(duì)于雨雪等使導(dǎo)線 表面偏離理想狀

23、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。 1 m 2 m kV/cm 理想光滑導(dǎo)線 1，絞線 0.80.9，好 天氣時(shí) 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(duì)于離地高度為 h 的單根導(dǎo)線可寫(xiě)出 1 m 1 m 2 m c E c U r h rEU cc 2 ln 對(duì)于距離為 d 的兩根平行導(dǎo)線（ ）則可寫(xiě) 出 rd r d rEU cc ln2 (1-32) (1-33) r mmEc 3 . 0 130 21 此時(shí)式（1-30）則寫(xiě)為 (1-31) kV/cm （3）電暈放電的危害、對(duì)策及其利用 電暈放電引起的光、聲、熱等效應(yīng)

24、使空氣發(fā)生 化學(xué)反應(yīng)，都會(huì)消耗一定的能量。電暈損耗是超 高壓輸電線路設(shè)計(jì)時(shí)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(huì)產(chǎn)生高頻電磁波，從 而對(duì)無(wú)線電和電視廣播產(chǎn)生干擾。 電暈放電還會(huì)產(chǎn)生可聞噪聲，并有可能超出環(huán) 境保護(hù)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(chǎng)強(qiáng)度。 在選擇導(dǎo)線的結(jié)構(gòu)和尺寸時(shí)，應(yīng)使好天氣時(shí)電暈 損耗接近于零，對(duì)無(wú)線電和電視的干擾應(yīng)限制到 容許水平以下。 對(duì)于超高壓和特高壓線路的分裂線來(lái)說(shuō)，找到最 佳的分裂距，使導(dǎo)線表面最大電場(chǎng)強(qiáng)度值最小。 （4）極不均勻電場(chǎng)中放電的極性效應(yīng) 在電暈放電時(shí)，空間電荷對(duì)放電的影響已

25、得到 關(guān)注。由于高場(chǎng)強(qiáng)電極極性的不同，空間電荷的極 性也不同，對(duì)放電發(fā)展的影響也就不同，這就造成 了不同極性的高場(chǎng)強(qiáng)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(chǎng) 圖18 正棒負(fù)板間隙中非自持放電階段空間電荷對(duì)外電場(chǎng)畸變作用 外電場(chǎng) 空間電荷電場(chǎng) ex E sp E 當(dāng)棒具有正極性時(shí)，間隙中出現(xiàn)的電子向棒運(yùn) 動(dòng)，進(jìn)入強(qiáng)電場(chǎng)區(qū)，開(kāi)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(dá)到棒極后，其中的電子就進(jìn)入棒 極，而正離子仍留在空間，相對(duì)來(lái)說(shuō)緩慢地向板 極

26、移動(dòng)。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(chǎng)，而略為加強(qiáng)了外部空間的電場(chǎng)。因此， 棒極附近的電場(chǎng)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(fù)極性時(shí)，陰極表面形成的電子立 即進(jìn)入強(qiáng)電場(chǎng)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(kāi)強(qiáng)電場(chǎng)區(qū)后，電子就不再能 引起電離，面以越來(lái)越慢的速度向陽(yáng)極運(yùn)動(dòng)。一部 分電子直接消失于陽(yáng)極，其余的可為氧原子所吸附 形成負(fù)離子。 圖19 負(fù)棒正板間隙中非自持放電階段空間電荷對(duì)外電場(chǎng)的畸變作用 外電場(chǎng) 空間電荷電場(chǎng) ex E sp E 電子崩中的正離子逐漸向棒極運(yùn)動(dòng)而消失于棒極， 但由

27、于其運(yùn)動(dòng)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(fù)空間電荷，如圖 1-9（b）所示。 圖19 負(fù)棒正板間隙中非自持放電階段空間電荷對(duì)外電場(chǎng)的畸變作用 外電場(chǎng) 空間電荷電場(chǎng) ex E sp E 負(fù)空間電荷由于濃度小，對(duì)外電場(chǎng)的影響不大， 而正空間電荷將使電場(chǎng)畸變。棒極附近的電場(chǎng)得到增 強(qiáng)，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(chǎng)分布圖 （a）正棒負(fù)板 （b）負(fù)棒正板 -電場(chǎng)場(chǎng)強(qiáng) 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(chǎng)分布圖， 其中曲線1為外電場(chǎng)分布，曲

28、線2為經(jīng)過(guò)空間電荷畸變 以后的電場(chǎng)。 通過(guò)實(shí)驗(yàn)已證明，棒板間隙中棒為正極性時(shí)電 暈起始電壓比負(fù)極性時(shí)略高。 而極性效應(yīng)的另一個(gè)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(duì)放電的進(jìn)一 步發(fā)展所起的影響就和對(duì)電暈起始的影響相異了。 負(fù)極性下的擊穿電壓應(yīng)較正極性時(shí)為高。 （5）長(zhǎng)間隙擊穿過(guò)程 在間隙距離較長(zhǎng)時(shí)，存在某種新的、不同性質(zhì)的 放電過(guò)程，稱為先導(dǎo)放電。長(zhǎng)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(zhǎng)間隙的放電大致可分為先導(dǎo)放電和主放電兩個(gè) 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(guò)程。不太長(zhǎng)間隙的放電沒(méi)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(chǎng)中的極性效應(yīng) 稍不均勻電場(chǎng)意味著電場(chǎng)還比較均勻，高場(chǎng)強(qiáng)區(qū) 電子電離系數(shù)