高電壓工程基礎(chǔ)(第2章)

1、第二章氣體放電的基本理論 氣體在正常狀態(tài)下是不導電的，是良好的 絕緣介質(zhì)，但當作用在氣體上的電壓或者 說電場強度超過某一臨界值時氣體就會 突然失去絕緣性能而發(fā)生放電，放電導致 氣體間隙短路時稱為氣隙的擊穿。 氣體放電形式： 輝光放電 火花放電 電弧放電 電暈放電 沿面放電 氣體和液體屬于自恢復絕緣，固體屬于非 自恢復絕緣 第一節(jié)、氣體帶點粒子的產(chǎn)生和消失 氣體產(chǎn)生帶點粒子的過程稱為電離或游離，氣體分子發(fā)生電 離所需能量叫電離能 氣體電離的基本形式有： 碰撞電離 在氣體中存在著一些自由的電子或離子，在電場作用下被加 速獲得動能，當動能積累到一定數(shù)值后，和中性氣體分子發(fā) 生碰撞時，就有可能使后者發(fā)

2、生電離，這種電離過程稱為碰 撞電離或碰撞游離。 碰撞電離的條件：1. 帶點粒子在碰撞前必須行進足夠的行程， 2.氣體電場強度增大 光電離 由光輻射引起的氣體分子的電離稱為光電離 各種短波長的高能輻射線如宇宙射線、射線、x射線以及短 波紫外線等都具有較強的電離能力。在高電壓工程中常用紫 外線照射氣隙以產(chǎn)生光電離而引發(fā)氣隙放電。 熱游離 由氣體熱狀態(tài)引起的電離過程稱為熱電離。 從基本方面來說，熱電離和碰撞電離及光電 離是一致的，都是能量超過某一臨界值的粒 子或光子碰撞分子使之發(fā)生電離只是直接 的能量來源不同而已。 表面電離 氣體中的電子也可以由電場作用下的金屬表 面發(fā)射出來，稱為金屬電極表面電離

3、當氣體中發(fā)生放電時，除了有不斷產(chǎn)生帶 電粒子的電離過程外，還存在著一個相反 的過程，即去電離過程 它將使帶電粒了從電離區(qū)域消失，或者削 弱產(chǎn)生電離的作用。當導致氣體電離的因 素消失后由于去電離過程，會使氣體還 原成中性狀態(tài)，而恢復其絕緣性能這就 是氣體具有自恢復絕緣特性的本質(zhì)所在。 氣體去電離的基本形式有： 帶電粒于向電極定向起動并進入電極形成回路電流，從而 減少了氣體中的帶電粒子。 帶電粒廠的擴散。由于熱運動，氣體中帶電粒子總是從氣 體放電通道中的高濃度區(qū)向周圍的空間擴散從而使氣體 放電通道中的帶電粒子數(shù)目減少。 帶電粒子的復合。氣體中帶異號電荷的粒子相遇時，有可 能發(fā)生電荷的傳遞而互相中和

4、、從而使氣體中的帶電粒子 減少。 吸附效應。某些氣體的中性分子或原子對電子具有較強的 親合力當電子與其碰撞時就被吸附其上形成負離 子同時放出能量，這種現(xiàn)象稱為吸附效應。 氣體中電離與去電離這對矛盾的發(fā)展過程 將決定氣體的狀態(tài)。當電離因素大于去電 離因素時，氣體中帶電粒子會愈來愈多， 最終導致氣體擊穿；當去電離因素大于電 離因素時，則氣體中的帶電粒子將愈來愈 少最終使氣體放電過程消失而恢復成絕 緣狀態(tài)。 第二節(jié) 湯遜氣體放電理論 盡管湯遜理論只對低氣壓短間隙均勻電場 中的氣體放電現(xiàn)象比較適用。但其中所描 述的氣體放電的基本物理過程卻具有普通 意義。 湯遜放電實驗 由圖可見，平行板電極間(均勻電場

5、)氣體中的 電流I和所加電壓U之間的關(guān)系(伏安特性)并不 是簡單的線性關(guān)系。 線性段oa；在oa段，U值不大但I隨U的增加基本上呈線性 增大趨勢. 飽和段ab：當電壓升高至a時電壓再繼續(xù)升高，電流不再 隨之成正比增大，而是基本維持在某一數(shù)值不再增加。碰撞 電離。 電離段bc：當?shù)竭_b點以后，電流又重新隨著電壓的升高而 增大，這說明此間氣隙中出現(xiàn)了新的帶電粒子參均導電。 自持放電段(c點以后)：當達到c點以后。隨著電壓的升高， 電流將急劇增大，且此時若外加電壓稍有減小，電流卻不減 小。 電子崩 所謂電子崩是指電子在電場作用下從陰極 奔向陽極的過程中與中性分子碰撞發(fā)生電 離，電離的結(jié)果產(chǎn)生出新的電

6、子新生電 子又與初始電子一起繼續(xù)參與碰撞電離， 從而使氣體中的電子數(shù)目由1變?yōu)?，又由2 變?yōu)?而急劇增加。這種迅猛發(fā)展的碰撞電 離過程猶如高山上發(fā)生的雪崩，因此被形 象地稱之為電子崩。 碰撞電離系數(shù) 表示一個電子在沿電場方向 運動1cm的行程中所完成的碰撞電離次數(shù)的 平均值 dnndx d ne 新增電子數(shù) 1 d ne 取決于兩個因素的乘積： 電子在單位距離內(nèi)產(chǎn)生碰撞的次數(shù)，它應 等于電子平均自由行程的倒數(shù) 每次碰撞產(chǎn)生電離的概率，這個概率與電 子在電場強度E作用下走過自由行程x所積 累的能量有關(guān)，即要產(chǎn)生碰撞電離，此能 量至少應等于或大于氣體分子的電離能。 三、湯遜自持放電條件 湯遜根據(jù)

7、對放電過程的實驗研究認為要使氣隙 中的放電由非自持放電轉(zhuǎn)變?yōu)樽猿址烹娋捅仨氃?氣隙中能夠連續(xù)地形成電子崩，才能使極間電流 維持下去。這就要求在電子崩發(fā)展到貫通兩極時， 電子進入陽極，正離子在返回陰極時必須能夠在 陰極上產(chǎn)生二次電離過程，以取得在氣隙中形成 后繼電子崩所必需的二次電子，否則電子崩就會 中斷，氣體放電就無法自行維持。因此，從陰極 獲取二次電子是氣體放電由非自持放電轉(zhuǎn)為自持 放電的關(guān)鍵。 陰極表面電離系數(shù)：每個正離子返回陰極時，能從陰極 釋放出的電子數(shù)。 需要滿足條件 這是自持放電的條件 放電由非自持轉(zhuǎn)為自持時的電場強度稱為起始放電場強， 相應的電壓稱為起始放電電壓 (1)1 d e

8、 0 () () ln 1 ln(1) B pd U A pd 0 ()Uf pd 巴申定律 均勻電場中幾種氣體的擊穿電壓與pd的關(guān)系 設d不變，改變氣壓p。已知，當P增大時、碰撞次數(shù)將 增加然而碰撞電離的概率卻減小。電離仍不易進行，所 以Ub必然增大；反之當p減小，這時雖然碰撞電離的概 率增大了，但碰撞的次數(shù)卻減小，因此Ub也會增大。所 以在這二者之間總有一個合適的P值對造成碰撞電離最為 有利，故此時Ub為小。 同樣，如設p不變d增大欲得到定的電場強度，電壓 就必須增大；當d值減小時電場強度增大、但電子在走 完全程中所發(fā)生的碰撞次數(shù)卻減小，同樣也會使Ub增大。 所以在這二者之間也同樣存在一個

9、d值對造成碰撞電離最 為有利，此時的Ub最小。 一般用氣體的相對密度代替壓力 0 ()Ufd 均勻電場中幾種氣體的擊穿電壓與pd的關(guān)系 設d不變，改變氣壓p。已知，當P增大時、碰撞次數(shù)將 增加然而碰撞電離的概率卻減小。電離仍不易進行，所 以Ub必然增大；反之當p減小，這時雖然碰撞電離的概 率增大了，但碰撞的次數(shù)卻減小，因此Ub也會增大。所 以在這二者之間總有一個合適的P值對造成碰撞電離最為 有利，故此時Ub為小。 同樣，如設p不變d增大欲得到定的電場強度，電壓 就必須增大；當d值減小時電場強度增大、但電子在走 完全程中所發(fā)生的碰撞次數(shù)卻減小，同樣也會使Ub增大。 所以在這二者之間也同樣存在一個

10、d值對造成碰撞電離最 為有利，此時的Ub最小。 一般用氣體的相對密度代替壓力 0 ()Ufd 均勻電場中幾種氣體的擊穿電壓與pd的關(guān)系 設d不變，改變氣壓p。已知，當P增大時、碰撞次數(shù)將 增加然而碰撞電離的概率卻減小。電離仍不易進行，所 以Ub必然增大；反之當p減小，這時雖然碰撞電離的概 率增大了，但碰撞的次數(shù)卻減小，因此Ub也會增大。所 以在這二者之間總有一個合適的P值對造成碰撞電離最為 有利，故此時Ub為小。 同樣，如設p不變d增大欲得到定的電場強度，電壓 就必須增大；當d值減小時電場強度增大、但電子在走 完全程中所發(fā)生的碰撞次數(shù)卻減小，同樣也會使Ub增大。 所以在這二者之間也同樣存在一個

11、d值對造成碰撞電離最 為有利，此時的Ub最小。 一般用氣體的相對密度代替壓力 0 ()Ufd 第三節(jié)、流注放電理論 湯遜放電理論能夠較好地解釋均勻電場中低氣壓 短間隙( )的氣體放電過程，并利用這個理 論可以推導出有關(guān)均勻電場中氣隙的擊穿電壓及 其影響因素的一些實用性結(jié)論。但這個理論也有 局限性，特別對于高氣壓長間隙( )和不均 勻電場中的氣體放電現(xiàn)象就無法作出圓滿的解釋。 不同之處在于：流注理論認為電子的碰撞電離和 空間光電離是形成自持放電的主要因素；而湯遜 理論則沒有考慮放電本身所引發(fā)的空間光電離對 放電過程的重要作用。同時，流注理論特別強調(diào) 空間電荷對電場畸變作用。 0.26dcm 0.

12、26dcm 崩頭部成為引發(fā)新的空間光電離的輻射源后。它 們所造成的二次電子崩將以更大的電離強度向陽 極發(fā)展 ，與此同時，電離出的新生電子迅即跑向 初崩的正離子群中與之匯合，形成充滿正負帶電 粒子的等離子通道這個通道稱為流注。流注的 導電性能良好，端部又有二次崩留下的正電荷， 因此大大加強了前方的電場，促使更多的新電子 崩相繼產(chǎn)生并與之匯合。從而使流注迅速向前發(fā) 展這一過程稱為流注階段。一旦流注把兩極接 通，就將導致間隙的完全擊穿，這一擊穿過程稱 為流注放電的主放電階段。 第四節(jié)、不均勻電場中氣隙的放電特性 實際電力設施中常見的是不均勻電場 一、不均勻電場中氣隙放電特征 不均勻電場氣隙中的最大場

13、強出現(xiàn)在曲線半徑小的電極表面附近。 極不均勻電場的典型實例是“棒一板”間隙和“棒棒”間隙。 在這種間隙中，由于有曲率半徑極小的棒電極存在所以棒電極 表面的電場強度最大。當所加電壓達到某臨界值時，致使棒電 極附近空間的電場強度首先達到起始放電場強E，因而在這個局 部區(qū)域中首先出現(xiàn)碰撞電離和電子崩，甚至出現(xiàn)流注，并發(fā)展成 為自持放電。但由于離棒電極較遠地方的電場強度仍很低、所以 自持放電只能局限在棒電極附近一個不大的區(qū)域中發(fā)生，人們把 這種局部放電稱為電暈放電，并把開始出現(xiàn)電暈放電的電壓稱為 電暈起始電壓。 電場愈不均勻其電暈起始電壓愈低，擊穿電壓也愈低，這是極 不均勻電場中氣隙放電的個重要特征。

14、 二、極不均勻電場中氣隙放電的極性效應 極不均勻電場中的放電存在著明顯的極 性效應，極不均勻電場氣隙電從的極性 是以曲率半徑較小的那個電極的極性為 極性。如“棒一板”間隙即以棒電極電 位的極性為極性，如果兩個電極的幾何 形狀相同，如“棒棒”，間隙則以不 接地的那個電極的極性為極性。 1.正極性 當棒極為正極性時在電場強度最大的棒極附 近首先形成電子崩電子崩的電子迅速進人棒 極，留下來的正空間電荷則削弱棒極附近的電 場，從而使電暈起始電壓有所提高。然而正空 間電荷印加強了正離子外部空間的電場，當電 壓進一步提高隨著電暈放電區(qū)域的擴展，強 電場區(qū)亦將逐漸向板極方向推進。與板極之間 的電場進步加強，一些電子崩形成流注并 向間隙深處迅速發(fā)展。因此，“棒一板”間隙 的正極性擊穿電