固體電介質(zhì)的擊穿

1、 當(dāng)施加于電介質(zhì)的電場增大到相當(dāng)強(qiáng)時，電介 質(zhì)的電導(dǎo)就不服從歐姆定律了，實(shí)驗(yàn)表明，電介質(zhì) 在強(qiáng)電場下的電流密度按指數(shù)規(guī)律隨電場強(qiáng)度增加 而增加，當(dāng)電場進(jìn)一步增強(qiáng)到某個臨界值時，電介 質(zhì)的電導(dǎo)突然劇增，電介質(zhì)便由絕緣狀態(tài)變?yōu)閷?dǎo)電 狀態(tài)，這一躍變現(xiàn)象稱為電介質(zhì)的擊穿。 3.3 固體電介質(zhì)的擊穿 介質(zhì)發(fā)生擊穿時，通 過介質(zhì)的電流劇烈地增加， 通常以介質(zhì)伏安特性斜率 趨向于作為擊穿發(fā)生的 標(biāo)志（見圖3-12）。發(fā)生 擊穿時的臨界電壓稱為電 介質(zhì)的擊穿電壓，相應(yīng)的 電場強(qiáng)度稱為電介質(zhì)的擊 穿場強(qiáng)。 圖3-12 電介質(zhì)擊穿時的伏安特性 與氣體、液體介質(zhì)相比，固體介質(zhì)的擊穿場 強(qiáng)較高，但固體介質(zhì)擊穿后材料中

2、留下有不能恢 復(fù)的痕跡，如燒焦或熔化的通道、裂縫等，即使 去掉外施電壓，也不象氣體、液體介質(zhì)那樣能自 行恢復(fù)絕緣性能。 固體電介質(zhì)的擊穿中，常見的有熱擊穿、電擊 穿和不均勻介質(zhì)局部放電引起擊穿等形式。 圖3-13 固體電介質(zhì)擊穿場強(qiáng)與電壓作用時間的關(guān)系 電介質(zhì)擊穿 場強(qiáng)與電壓作用 時間的關(guān)系及不 同擊穿形式的范 圍示于圖3-13。 1. 熱擊穿 熱擊穿是由于電介質(zhì)內(nèi)部熱不穩(wěn)定過程所造 成的。當(dāng)固體電介質(zhì)加上電場時，電介質(zhì)中發(fā)生 的損耗將引起發(fā)熱，使介質(zhì)溫度升高。 電介質(zhì)的熱擊穿不僅與材料的性能有關(guān)，還 在很大程度上與絕緣結(jié)構(gòu)（電極的配置與散熱條 件）及電壓種類、環(huán)境溫度等有關(guān)，因此熱擊穿 強(qiáng)度

3、不能看作是電介質(zhì)材料的本征特性參數(shù)。 2. 電擊穿 電擊穿是在較低溫度下，采用了消除邊緣效應(yīng)的 電極裝置等嚴(yán)格控制的條件下，進(jìn)行擊穿試驗(yàn)時所觀 察到的一種擊穿現(xiàn)象。電擊穿的主要特征是：擊穿場 強(qiáng)高；在一定溫度范圍內(nèi)，擊穿場強(qiáng)隨溫度升高而增 大，或變化不大。 均勻電場中電擊穿場強(qiáng)反映了固體介質(zhì)耐受電場 作用能力的最大限度，它僅與材料的化學(xué)組成及性質(zhì) 有關(guān)，是材料的特性參數(shù)之一，所以通常稱之為耐電 強(qiáng)度或電氣強(qiáng)度。 3. 不均勻電介質(zhì)的擊穿 不均勻電介質(zhì)擊穿是指包括固體、液體或氣體組 合構(gòu)成的絕緣結(jié)構(gòu)中的一種擊穿形式。與單一均勻材 料的擊穿不同，擊穿往往是從耐電強(qiáng)度低的氣體開始， 表現(xiàn)為局部放電，

4、然后或快或慢地隨時間發(fā)展至固體 介質(zhì)劣化損傷逐步擴(kuò)大，致使介質(zhì)擊穿。 3.3.1 固體電介質(zhì)的熱擊穿 3.3.2 固體電介質(zhì)的電擊穿 3.3.3 不均勻電介質(zhì)的擊穿 由于實(shí)際固體介質(zhì)擊穿還伴隨有機(jī)械、熱的、化 學(xué)的等復(fù)雜過程，因而至今還沒有建立起可以滿意地 解釋所有擊穿現(xiàn)象的理論，但是已經(jīng)有了一些能夠較 好說明部分現(xiàn)象的理論，以下將分別加以討論。 返回 3.3.1 固體電介質(zhì)的熱擊穿 瓦格納的熱擊穿模型如 圖3-14所示。假設(shè)固體介質(zhì) 置于平板電極a、b之間， 該介質(zhì)有一處或幾處的電阻 比其周圍小得多，構(gòu)成電介 質(zhì)中的低阻導(dǎo)電通道。 1. 瓦格納熱擊穿理論 圖3-14 瓦格納熱擊穿模型 如通道

5、的橫截面積為S，長度為d，電導(dǎo)率為 ， 當(dāng)加上直流電壓U后，電流便主要集中在這導(dǎo)電通道 內(nèi)，則每秒鐘內(nèi)導(dǎo)電通道由于電流通過而產(chǎn)生的熱 量為 圖3-14 瓦格納熱擊穿模型 d S U R U Q 2 2 1 24. 024. 0(3-28) 每秒鐘內(nèi)由導(dǎo)電通道向周圍介質(zhì)散出的熱量與 通道長度d，通道平均溫度T與周圍介質(zhì)溫度T0的溫 度差(TT0) 成正比，即散熱量為 dTTQ)( 02 式中， 散熱系數(shù)。 電介質(zhì)導(dǎo)電通道的電導(dǎo)率 與溫度的關(guān)系，為 )( 0 0 TT t e 式中， 導(dǎo)電通道在溫度T0時的電導(dǎo)率； 溫度系數(shù)。 0 t (3-29) (3-30) 由上可知， 是溫度 的函數(shù)，所以發(fā)

6、熱量Q1也 是溫度的函數(shù)，因此對于 不同的電壓U值，Q1與T 的關(guān)系是一簇指數(shù)曲線 （圖3-15），曲線1、2、 3分別為在電壓U1、U2、 U3（U1U2U3）作用下， 介質(zhì)發(fā)熱量與介質(zhì)導(dǎo)電通 道溫度的關(guān)系。 圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 從圖3-15可看出： 曲線1（電壓為U1時） 高于曲線4，固體介質(zhì) 內(nèi)發(fā)熱量Q1總是大于 散熱量Q2，在任何溫 度下都不會達(dá)到熱平衡， 電介質(zhì)的溫度將不斷地 升高，最后導(dǎo)致介質(zhì)熱 擊穿。 圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 曲線3（電壓為U3時） 與曲線4有兩個交點(diǎn) Q1=Q2 。由于發(fā)熱量等 于散熱量，此兩點(diǎn)稱為 熱平衡點(diǎn)，a點(diǎn)是穩(wěn)定的

7、 熱平衡點(diǎn)，b點(diǎn)是不穩(wěn)定 的熱平衡點(diǎn)。因而電介 質(zhì)被加熱到通道溫度為ta 就停留在熱穩(wěn)定狀態(tài)。 曲線2（電壓為U2時） 與曲線4相切，切點(diǎn)c是一個 不穩(wěn)定的熱平衡點(diǎn)。因?yàn)楫?dāng) 導(dǎo)電通道溫度ttc時，電介 質(zhì)發(fā)熱量大于散熱量，溫度 將上升到tc；而當(dāng)ttc 時，發(fā) 熱量也大于散熱量，導(dǎo)電通 道的溫度將不斷上升，導(dǎo)致 熱擊穿。 圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 相應(yīng)于切點(diǎn)c的熱擊穿 臨界電壓 2 0 0 24. 0 T c de eS U 圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 (3-31) 可見，曲線2是介質(zhì)熱穩(wěn)定狀態(tài)和不穩(wěn)定狀態(tài) 的分界線，所以電壓U2確定為熱擊穿的臨界電壓， tc為熱擊穿的臨界溫度。 2. 均勻

8、固體電介質(zhì)熱擊穿電壓的確定 考慮到介質(zhì)材料通常是在長時間的交、直流電壓 或短時間作用的脈沖電壓下工作的，所以可以近似化 為兩種極端情況來討論此類方程式的求解問題： 電壓作用時間很短，散熱來不及進(jìn)行的情況，稱 這種情況下的擊穿為脈沖熱擊穿; 電壓長時間作用，介質(zhì)內(nèi)溫度變化極慢的情況， 稱這種情況下的擊穿為穩(wěn)態(tài)熱擊穿。 （1）脈沖熱擊穿 認(rèn)為電場作用時間很短，以致導(dǎo)熱過程可以忽 略不計(jì)時，則熱平衡方程為 2 E dt dT cv 如知道 及 ，即可由上式求 出溫度到達(dá)介質(zhì)熱破壞臨界溫度時的熱擊穿場強(qiáng)。 )(tEE ),(ET (3-32) 假設(shè)施加于介質(zhì)的脈沖電場為斜角波形電場，即 t t E E

9、 c c )( 式中，Ec 熱擊穿場強(qiáng)；tc 至擊穿的時間。 一般在電場不太強(qiáng)的情況下，介質(zhì)的電導(dǎo)率可表示為 TkT ee / 0 / 0 式中， 介質(zhì)的常數(shù)；k玻耳茲曼常數(shù). 0, (3-33) (3-34) k/ 在環(huán)境溫度不時， ， ， 可得熱擊穿臨界場強(qiáng)為 0 )/(Tk 0 TTc 0 2/ 2/1 0 2 0 3 T c v c e t Tc E 此式給出了擊穿場強(qiáng)與擊穿時間的關(guān)系。 (3-35) （2）穩(wěn)態(tài)熱擊穿 熱擊穿臨界電壓為 如環(huán)境溫度不高時， ， ，上式積分 可近似為 c T T oc dT K U 0 8 2 0 2/ 2 1 0 2 0 0 ) 8 ( T c e K

10、T U 0 T 0 TTc (3-36) (3-37) 返回返回 3.3.2 固體電介質(zhì)的電擊穿 希伯爾（Hippel）和弗羅利希（Frohlich）在固 體物理的基礎(chǔ)上用量子力學(xué)為工具逐步發(fā)展建立了固 體電介質(zhì)電擊穿的碰撞電離理論。 在強(qiáng)電場下固體導(dǎo)帶中可能因場致發(fā)射或熱發(fā) 射而存在一些導(dǎo)電電子，這些電子在外電場作用下被 加速獲得動能，同時在其運(yùn)動中又與晶格振動相互作 用而激發(fā)晶格振動，把電場的能量傳遞給晶格。當(dāng)這 兩個過程在一定的溫度和場強(qiáng)下平衡時，固體介質(zhì)有 穩(wěn)定的電導(dǎo)。 這一理論可簡述如下： 當(dāng)電子從電場中得到的能量大于損失給晶格 振動的能量時，電子的動能就越來越大，至電子 能量大到一

11、定值后，電子與晶格振動的相互作用 便導(dǎo)致電離產(chǎn)生新電子，自由電子數(shù)迅速增加， 電導(dǎo)進(jìn)入不穩(wěn)定階段，擊穿開始發(fā)生。 按擊穿發(fā)生的判定條件的不同，電擊穿理論可分 為兩大類： 以碰撞電離開始作為擊穿判據(jù)。稱這類理論為碰 撞電離理論，或稱本征電擊穿理論。 以碰撞電離開始后，電子數(shù)倍增到一定數(shù)值，足 以破壞電介質(zhì)結(jié)構(gòu)作為擊穿判據(jù)。稱這類理論為雪 崩擊穿理論。 1. 本征電擊穿理論 式中，u電子能量。 在電場E的作用下，電子被加速，因此電子單位 時間從電場獲得的能量可表示為 ),(uEAA 電子在其運(yùn)動中與晶格振動相互作用而發(fā)生能量的 交換。由于晶格振動與溫度有關(guān)，所以B可寫為 ),( 0 uTBB 式中

12、，To晶格溫度。 (3-38) (3-39) ),(),( 0 uTBuEA 平衡時 當(dāng)場強(qiáng)增加到使平衡破壞時，碰撞電離過程便 立即發(fā)生。所以使式（3-40）成立的最大場強(qiáng)就是 碰撞電離開始發(fā)生的起始場強(qiáng)，把這一場強(qiáng)作為電 介質(zhì)的臨界擊穿場強(qiáng)。 (3-40) 2. 雪崩擊穿理論 場致發(fā)射擊穿 碰撞電離雪崩擊穿 返回返回 3.3.3 不均勻電介質(zhì)的擊穿 1. 復(fù)合電介質(zhì)的擊穿 雙層復(fù)合電介質(zhì)的擊穿 邊緣效應(yīng)及其消除方法 設(shè)一雙層復(fù)合電介質(zhì)模型及其等效電路如圖3- 16所示。雙層介質(zhì)的厚度、電導(dǎo)率及介電常數(shù)分別 為d1、d2、 、 和 、 ，外施電壓為U及兩層介 質(zhì)中場強(qiáng)分別E1、E2。 （1）雙

13、層復(fù)合電介質(zhì)的擊穿 1 2 1 2 圖3-16 雙層復(fù)合電介質(zhì)及其等效電路 設(shè)U為外施恒定電壓，在U作用下達(dá)到穩(wěn)態(tài)時， 若引入復(fù)合電介質(zhì)的宏觀平均場強(qiáng) d U dd U E 21 則有 E dd d E 1221 2 1 E dd d E 1221 1 2 式中，dd1+d2。 (3-41) (3-42) 從式（3-42）可見，各層介質(zhì)電場強(qiáng)度與其 電導(dǎo)率成反比。如 = ，則E1=E2=E；如 與 相差很大，其中必有一層電介質(zhì)的場強(qiáng)大于 E，例如E1E，則當(dāng)E1達(dá)到第一層電介質(zhì)的擊穿 場強(qiáng)E1b時，引起該層電介質(zhì)擊穿。第一層擊穿后， 全部電壓加在第二層上使E2因此大為畸變，通常 導(dǎo)致第二層電介

14、質(zhì)隨之擊穿，即引起全部電介質(zhì) 擊穿。 1 2 1 2 （2）邊緣效應(yīng)及其消除方法 為了研究固體電介質(zhì)本征擊穿的物理常數(shù) 耐電強(qiáng)度，必須采用消除邊緣的方法，使固體電介 質(zhì)能在足夠均勻的電場下發(fā)生電擊穿。 為了得到均勻電場消除邊緣效應(yīng)，其方法之一 就是將電極試樣系統(tǒng)做成一定的尺寸和形狀，一般 采用把試樣制作為凹面狀如圖3-17所示。 圖3-17 獲得均勻電場的電極試樣系統(tǒng) 消除邊緣效應(yīng)的方法之二是選用適當(dāng)?shù)拿劫|(zhì)， 使在固體電介質(zhì)擊穿之前媒質(zhì)中所分配到的電場度 低于其擊穿值。 但并非所有的 固體電介質(zhì)都能實(shí) 現(xiàn)，例如云母、有 機(jī)薄膜等介質(zhì)困難 就較大。對于這類 固體電介質(zhì)，通常 采用簡單電極試樣 系

15、統(tǒng)。 若試樣厚度t與下凹部分最小厚度d之比足夠大 （比值不小于510），則擊穿往往發(fā)生在足夠均勻 電場的最小厚度處。 圖3-17 獲得均勻電場的電極試樣系統(tǒng) 在含有氣體（如氣隙或氣泡）或液體（如油膜） 的固體電介質(zhì)中，當(dāng)擊穿強(qiáng)度較低的氣體或液體中的 局部電場強(qiáng)度達(dá)到其擊穿場強(qiáng)時，這部分氣體或液體 開始放電，使電介質(zhì)發(fā)生不貫穿電極的局部擊穿，這 就是局部放電現(xiàn)象。這種放電雖然不立即形成貫穿性 通道，但長期的局部放電，使電介質(zhì)（特別是有機(jī)電 介質(zhì)）的劣化損傷逐步擴(kuò)大，導(dǎo)致整個電介質(zhì)擊穿。 2. 局部放電 電的作用 熱的作用 化學(xué)作用 局部放電引起電介質(zhì)劣化損傷的機(jī)理是多 方面的，但主要有如下三個方

16、面： 厚度為d的固體電 介質(zhì)內(nèi)含一個厚度為t 的扁平圓柱形空氣隙， 其軸線與電場平行。固 體電介質(zhì)的剖面及氣隙 放電時的等效電路如圖 3-18所示。 固體電介質(zhì)中氣隙放電的等效電路及放電過程 圖3-18 固體電介質(zhì)中氣隙放電及其等效電路 其中Cg為空氣隙的電容 ，Cb為與空氣隙串聯(lián) 的電介質(zhì)的電容，Ca為除Cb、Cg以外其余電介質(zhì) 的電容。通常氣隙尺寸很小，有CaCgCb。 電極間的全部電容為 圖3-18 固體電介質(zhì)中氣隙放電及其等效電路 ba bg bg a CC CC CC CC (3-43) 如果電極間加上瞬時值為u的交變電壓，當(dāng)介 質(zhì)的tan很小時，則Cg上分配到的電壓瞬時值為 bg

17、b g CC C uu (3-44) 當(dāng)Ur隨U增加 達(dá)到氣隙放電電壓 Ug時，氣隙發(fā)生放 電，放電后Cg上的 電壓急劇下降，同 時Cb通過氣隙被充 電。 圖3-19 氣隙放電時氣隙上的電壓變化 當(dāng)氣隙上電壓降至剩余電壓Ur時，放電熄滅。 隨著外施電壓瞬時值u的上升，氣隙Cg上的電壓又 達(dá)到Ug，便發(fā)生第二次放電。 當(dāng)電壓再繼續(xù)上升時，放電依次重復(fù)發(fā)生。當(dāng) 外施電壓U經(jīng)峰值后下降，分配在Cg上的電壓也相 應(yīng)降低。 圖3-19 氣隙放電時氣隙上的電壓變化 當(dāng)U降至一定值時， 它將低于Cb在Cg放電時 已充上的電壓，則Cb向 Cg反充電，在Cg上的電 壓達(dá)到Ug時發(fā)生反向 放電，放電后Cg上的電

18、壓下降至Ur時放電熄 滅。隨著外施電壓繼續(xù) 下降到反方向上升，放 電則不斷發(fā)生。 Cg上的電壓變化如圖3-19所示。由圖可見，空氣 隙中的放電具有間歇性的特征，放電集中發(fā)生于外施 電壓上升和下降最陡的區(qū)域。 圖3-19 氣隙放電時氣隙上的電壓變化 由于氣隙放電使氣隙上電壓下降 (U=UgUr)，必 引起Cb上的電壓增加 。隨著Cb上電壓的增加，需要 補(bǔ)充的電荷增量為 U U )( rgbb UUCUCQ 且有 gb b r CC C QQ 稱Q為視在電荷量。由于CbCg，視在放電量 比真實(shí)放電量要小得多。因后者目前尚無法求得而前 者可以實(shí)測，故將視在放電量Q作為局部放電量。 (3-45) (3

19、-46) 單位時間內(nèi)的平均放電次數(shù)也是一個很需要的局 部放電參數(shù)。如交變電壓的頻率為f，則每秒內(nèi)的平均 放電次數(shù)N為 fnN2 式中，n半個周期內(nèi)的平均放電次數(shù)。 需要指出，實(shí)際電氣設(shè)備的絕緣中往往有多個大 小不等的氣隙，每個氣隙具有不同的氣隙放電起始電 壓Ug值 ，這時每半周的放電次數(shù)是在各個Ug值時的n 疊加的結(jié)果。 (3-47) 局部放電圖與放電類型相關(guān)，不同的類型放電 位置不同，以下三圖是交流狀態(tài)下局部放電的放電 圖。 圖3-20 絕緣內(nèi)部氣泡的放電圖形圖3-21 表面放電圖形 圖3-22 電暈放電圖形 (a)放電部位 (b)放電圖形 (c)較高電壓時放電波形 3. 聚合物電介質(zhì)的樹枝化擊穿 樹枝化擊穿是聚合物電 介質(zhì)在長時間強(qiáng)電場作用下 發(fā)生的一種老化