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文檔簡(jiǎn)介
1、 當(dāng)施加于電介質(zhì)的電場(chǎng)增大到相當(dāng)強(qiáng)時(shí),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(chǎng)下的電流密度按指數(shù)規(guī)律隨電場(chǎng)強(qiáng)度增加 而增加,當(dāng)電場(chǎng)進(jìn)一步增強(qiáng)到某個(gè)臨界值時(shí),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(chēng)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(shí),通 過(guò)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(jiàn)圖3-12)。發(fā)生 擊穿時(shí)的臨界電壓稱(chēng)為電 介質(zhì)的擊穿電壓,相應(yīng)的 電場(chǎng)強(qiáng)度稱(chēng)為電介質(zhì)的擊 穿場(chǎng)強(qiáng)。 圖3-12 電介質(zhì)擊穿時(shí)的伏安特性 與氣體、液體介質(zhì)相比,固體介質(zhì)的擊穿場(chǎng) 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(jiàn)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(chǎng)強(qiáng)與電壓作用時(shí)間的關(guān)系 電介質(zhì)擊穿 場(chǎng)強(qiáng)與電壓作用 時(shí)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(guò)程所造 成的。當(dāng)固體電介質(zhì)加上電場(chǎng)時(shí),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(lèi)、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(shí)所觀 察到的一種擊穿現(xiàn)象。電擊穿的主要特征是:擊穿場(chǎng) 強(qiáng)高;在一定溫度范圍內(nèi),擊穿場(chǎng)強(qiáng)隨溫度升高而增 大,或變化不大。 均勻電場(chǎng)中電擊穿場(chǎng)強(qiáng)反映了固體介質(zhì)耐受電場(chǎng) 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(chēng)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(kāi)始, 表現(xiàn)為局部放電,
4、然后或快或慢地隨時(shí)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(guò)程,因而至今還沒(méi)有建立起可以滿(mǎn)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(shuō)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?chē)〉枚啵瑯?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(zhǎng)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(guò)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?chē)橘|(zhì)散出的熱量與 通道長(zhǎng)度d,通道平均溫度T與周?chē)橘|(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(shí)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(duì)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(shí)) 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(huì)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(shí)) 與曲線4有兩個(gè)交點(diǎn) Q1=Q2 。由于發(fā)熱量等 于散熱量,此兩點(diǎn)稱(chēng)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(shí)) 與曲線4相切,切點(diǎn)c是一個(gè) 不穩(wěn)定的熱平衡點(diǎn)。因?yàn)楫?dāng) 導(dǎo)電通道溫度ttc時(shí),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(shí),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(jiàn),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(zhǎng)時(shí)間的交、直流電壓 或短時(shí)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(lái)討論此類(lèi)方程式的求解問(wèn)題: 電壓作用時(shí)間很短,散熱來(lái)不及進(jìn)行的情況,稱(chēng) 這種情況下的擊穿為脈沖熱擊穿; 電壓長(zhǎng)時(shí)間作用,介質(zhì)內(nèi)溫度變化極慢的情況, 稱(chēng)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(chǎng)作用時(shí)間很短,以致導(dǎo)熱過(guò)程可以忽 略不計(jì)時(shí),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(shí)的熱擊穿場(chǎng)強(qiáng)。 )(tEE ),(ET (3-32) 假設(shè)施加于介質(zhì)的脈沖電場(chǎng)為斜角波形電場(chǎng),即 t t E E
9、 c c )( 式中,Ec 熱擊穿場(chǎng)強(qiáng);tc 至擊穿的時(shí)間。 一般在電場(chǎng)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(shí), , , 可得熱擊穿臨界場(chǎng)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(chǎng)強(qiáng)與擊穿時(shí)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(shí), , ,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(chǎng)下固體導(dǎo)帶中可能因場(chǎng)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(chǎng)作用下被 加速獲得動(dòng)能,同時(shí)在其運(yùn)動(dòng)中又與晶格振動(dòng)相互作 用而激發(fā)晶格振動(dòng),把電場(chǎng)的能量傳遞給晶格。當(dāng)這 兩個(gè)過(guò)程在一定的溫度和場(chǎng)強(qiáng)下平衡時(shí),固體介質(zhì)有 穩(wěn)定的電導(dǎo)。 這一理論可簡(jiǎn)述如下: 當(dāng)電子從電場(chǎng)中得到的能量大于損失給晶格 振動(dòng)的能量時(shí),電子的動(dòng)能就越來(lái)越大,至電子 能量大到一
11、定值后,電子與晶格振動(dòng)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(kāi)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(lèi): 以碰撞電離開(kāi)始作為擊穿判據(jù)。稱(chēng)這類(lèi)理論為碰 撞電離理論,或稱(chēng)本征電擊穿理論。 以碰撞電離開(kāi)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(chēng)這類(lèi)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(chǎng)E的作用下,電子被加速,因此電子單位 時(shí)間從電場(chǎng)獲得的能量可表示為 ),(uEAA 電子在其運(yùn)動(dòng)中與晶格振動(dòng)相互作用而發(fā)生能量的 交換。由于晶格振動(dòng)與溫度有關(guān),所以B可寫(xiě)為 ),( 0 uTBB 式中
12、,To晶格溫度。 (3-38) (3-39) ),(),( 0 uTBuEA 平衡時(shí) 當(dāng)場(chǎng)強(qiáng)增加到使平衡破壞時(shí),碰撞電離過(guò)程便 立即發(fā)生。所以使式(3-40)成立的最大場(chǎng)強(qiáng)就是 碰撞電離開(kāi)始發(fā)生的起始場(chǎng)強(qiáng),把這一場(chǎng)強(qiáng)作為電 介質(zhì)的臨界擊穿場(chǎng)強(qiáng)。 (3-40) 2. 雪崩擊穿理論 場(chǎng)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(chǎng)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(shí), 若引入復(fù)合電介質(zhì)的宏觀平均場(chǎng)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(jiàn),各層介質(zhì)電場(chǎng)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(chǎng)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(chǎng)強(qiáng)E1b時(shí),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(chǎng)下發(fā)生電擊穿。 為了得到均勻電場(chǎng)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(chǎng)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(chǎng)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(duì)于這類(lèi) 固體電介質(zhì),通常 采用簡(jiǎn)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(chǎng)的最小厚度處。 圖3-17 獲得均勻電場(chǎng)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(chǎng)強(qiáng)度達(dá)到其擊穿場(chǎng)強(qiáng)時(shí),這部分氣體或液體 開(kāi)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(zhǎng)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(gè)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(gè)方
16、面: 厚度為d的固體電 介質(zhì)內(nèi)含一個(gè)厚度為t 的扁平圓柱形空氣隙, 其軸線與電場(chǎng)平行。固 體電介質(zhì)的剖面及氣隙 放電時(shí)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(guò)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(shí)值為u的交變電壓,當(dāng)介 質(zhì)的tan很小時(shí),則Cg上分配到的電壓瞬時(shí)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(shí),氣隙發(fā)生放 電,放電后Cg上的 電壓急劇下降,同 時(shí)Cb通過(guò)氣隙被充 電。 圖3-19 氣隙放電時(shí)氣隙上的電壓變化 當(dāng)氣隙上電壓降至剩余電壓Ur時(shí),放電熄滅。 隨著外施電壓瞬時(shí)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(shí),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(shí)氣隙上的電壓變化 當(dāng)U降至一定值時(shí), 它將低于Cb在Cg放電時(shí) 已充上的電壓,則Cb向 Cg反充電,在Cg上的電 壓達(dá)到Ug時(shí)發(fā)生反向 放電,放電后Cg上的電
18、壓下降至Ur時(shí)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(jiàn),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(shí)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(chēng)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(wú)法求得而前 者可以實(shí)測(cè),故將視在放電量Q作為局部放電量。 (3-45) (3
19、-46) 單位時(shí)間內(nèi)的平均放電次數(shù)也是一個(gè)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(gè)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(gè)大 小不等的氣隙,每個(gè)氣隙具有不同的氣隙放電起始電 壓Ug值 ,這時(shí)每半周的放電次數(shù)是在各個(gè)Ug值時(shí)的n 疊加的結(jié)果。 (3-47) 局部放電圖與放電類(lèi)型相關(guān),不同的類(lèi)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(shí)放電波形 3. 聚合物電介質(zhì)的樹(shù)枝化擊穿 樹(shù)枝化擊穿是聚合物電 介質(zhì)在長(zhǎng)時(shí)間強(qiáng)電場(chǎng)作用下 發(fā)生的一種老化
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