高電壓是技術

1、 當施加于電介質的電場增大到相當強時，電介質的電導就不服從歐姆定律了，實驗表明，電介質在強電場下的電流密度按指數(shù)規(guī)律隨電場強度增加而增加，當電場進一步增強到某個臨界值時，電介質的電導突然劇增，電介質便由絕緣狀態(tài)變?yōu)閷щ姞顟B(tài)，這一躍變現(xiàn)象稱為電介質的擊穿。 3.3 固體電介質的擊穿 介質發(fā)生擊穿時，通過介質的電流劇烈地增加，通常以介質伏安特性斜率趨向于作為擊穿發(fā)生的標志（見圖3-12）。發(fā)生擊穿時的臨界電壓稱為電介質的擊穿電壓，相應的電場強度稱為電介質的擊穿場強。 圖3-12 電介質擊穿時的伏安特性 與氣體、液體介質相比，固體介質的擊穿場強較高，但固體介質擊穿后材料中留下有不能恢復的痕跡，如燒焦

2、或熔化的通道、裂縫等，即使去掉外施電壓，也不象氣體、液體介質那樣能自行恢復絕緣性能。 固體電介質的擊穿中，常見的有熱擊穿、電擊穿和不均勻介質局部放電引起擊穿等形式。圖3-13 固體電介質擊穿場強與電壓作用時間的關系 電介質擊穿場強與電壓作用時間的關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內部熱不穩(wěn)定過程所造成的。當固體電介質加上電場時，電介質中發(fā)生的損耗將引起發(fā)熱，使介質溫度升高。 電介質的熱擊穿不僅與材料的性能有關，還在很大程度上與絕緣結構（電極的配置與散熱條件）及電壓種類、環(huán)境溫度等有關，因此熱擊穿強度不能看作是電介質材料的本征特性參數(shù)。2. 電擊穿 電擊穿是

3、在較低溫度下，采用了消除邊緣效應的電極裝置等嚴格控制的條件下，進行擊穿試驗時所觀察到的一種擊穿現(xiàn)象。電擊穿的主要特征是：擊穿場強高；在一定溫度范圍內，擊穿場強隨溫度升高而增大，或變化不大。 均勻電場中電擊穿場強反映了固體介質耐受電場作用能力的最大限度，它僅與材料的化學組成及性質有關，是材料的特性參數(shù)之一，所以通常稱之為耐電強度或電氣強度。3. 不均勻電介質的擊穿 不均勻電介質擊穿是指包括固體、液體或氣體組合構成的絕緣結構中的一種擊穿形式。與單一均勻材料的擊穿不同，擊穿往往是從耐電強度低的氣體開始，表現(xiàn)為局部放電，然后或快或慢地隨時間發(fā)展至固體介質劣化損傷逐步擴大，致使介質擊穿。3.3.1 固體

4、電介質的熱擊穿3.3.2 固體電介質的電擊穿3.3.3 不均勻電介質的擊穿 由于實際固體介質擊穿還伴隨有機械、熱的、化學的等復雜過程，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 固體電介質的熱擊穿 瓦格納的熱擊穿模型如圖3-14所示。假設固體介質置于平板電極a、b之間，該介質有一處或幾處的電阻比其周圍小得多，構成電介質中的低阻導電通道。1. 瓦格納熱擊穿理論圖3-14 瓦格納熱擊穿模型 如通道的橫截面積為S，長度為d，電導率為 ，當加上直流電壓U后，電流便主要集中在這導電通道內，則每秒鐘內導電通道由于電流

5、通過而產生的熱量為圖3-14 瓦格納熱擊穿模型(3-28) 每秒鐘內由導電通道向周圍介質散出的熱量與通道長度d，通道平均溫度T與周圍介質溫度T0的溫度差(TT0) 成正比，即散熱量為 式中， 散熱系數(shù)。 電介質導電通道的電導率 與溫度的關系，為式中， 導電通道在溫度T0時的電導率； 溫度系數(shù)。(3-29)(3-30) 由上可知， 是溫度的函數(shù)，所以發(fā)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，介質發(fā)熱量與介質導電通道溫度的關系。圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線

6、從圖3-15可看出：曲線1（電壓為U1時）高于曲線4，固體介質內發(fā)熱量Q1總是大于散熱量Q2，在任何溫度下都不會達到熱平衡，電介質的溫度將不斷地升高，最后導致介質熱擊穿。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Q1=Q2 。由于發(fā)熱量等于散熱量，此兩點稱為熱平衡點，a點是穩(wěn)定的熱平衡點，b點是不穩(wěn)定的熱平衡點。因而電介質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c是一個不穩(wěn)定的熱平衡點。因為當導電通道溫度ttc時，電介質發(fā)熱量大于散熱量，溫度將上升到tc；而當ttc 時，發(fā)熱量也大于散熱量，導電通道的溫度將不斷上升，導致熱擊

7、穿。圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線 相應于切點c的熱擊穿臨界電壓圖3-15 發(fā)熱與散熱曲線(3-31) 可見，曲線2是介質熱穩(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. 均勻固體電介質熱擊穿電壓的確定 考慮到介質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，介質內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 認為電場作用時間很短，以致導熱過程可以忽略不計時，則熱平衡

8、方程為 如知道 及 ，即可由上式求出溫度到達介質熱破壞臨界溫度時的熱擊穿場強。(3-32) 假設施加于介質的脈沖電場為斜角波形電場，即 式中，Ec 熱擊穿場強；tc 至擊穿的時間。 一般在電場不太強的情況下，介質的電導率可表示為 式中， 介質的常數(shù)；k玻耳茲曼常數(shù).(3-33)(3-34) 在環(huán)境溫度不時， ， ，可得熱擊穿臨界場強為 此式給出了擊穿場強與擊穿時間的關系。(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(3-36)(3-37)返回3.3.2 固體電介質的電擊穿 希伯爾（Hippel）和弗羅利希（Frohlich）在固體物理的基礎上用量子

9、力學為工具逐步發(fā)展建立了固體電介質電擊穿的碰撞電離理論。 在強電場下固體導帶中可能因場致發(fā)射或熱發(fā)射而存在一些導電電子，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。當這兩個過程在一定的溫度和場強下平衡時，固體介質有穩(wěn)定的電導。 這一理論可簡述如下： 當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，至電子能量大到一定值后，電子與晶格振動的相互作用便導致電離產生新電子，自由電子數(shù)迅速增加，電導進入不穩(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

10、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，足以破壞電介質結構作為擊穿判據(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 電子在其運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，所以B可寫為 式中，To晶格溫度。(3-38)(3-39) 平衡時 當場強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）成立的最大場強就是碰撞電離開始發(fā)生的起始場強，把這一場強作為電介質的臨界擊穿場強。(3-40)2. 雪崩擊穿理論場致發(fā)射擊穿碰撞電離

11、雪崩擊穿返回3.3.3 不均勻電介質的擊穿 1. 復合電介質的擊穿雙層復合電介質的擊穿 邊緣效應及其消除方法 設一雙層復合電介質模型及其等效電路如圖3-16所示。雙層介質的厚度、電導率及介電常數(shù)分別為d1、d2、 、 和 、 ，外施電壓為U及兩層介質中場強分別E1、E2。（1）雙層復合電介質的擊穿 圖3-16 雙層復合電介質及其等效電路 設U為外施恒定電壓，在U作用下達到穩(wěn)態(tài)時，若引入復合電介質的宏觀平均場強 則有式中，dd1+d2。(3-41)(3-42) 從式（3-42）可見，各層介質電場強度與其電導率成反比。如 = ，則E1=E2=E；如 與 相差很大，其中必有一層電介質的場強大于E，例

12、如E1E，則當E1達到第一層電介質的擊穿場強E1b時，引起該層電介質擊穿。第一層擊穿后，全部電壓加在第二層上使E2因此大為畸變，通常導致第二層電介質隨之擊穿，即引起全部電介質擊穿。（2）邊緣效應及其消除方法 為了研究固體電介質本征擊穿的物理常數(shù)耐電強度，必須采用消除邊緣的方法，使固體電介質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，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) 消除邊緣效應的方法之二是選用適當?shù)拿劫|，使在固體電介質擊穿之前媒質中所分配到的電場度低于其擊穿值。 但并非所有的

13、固體電介質都能實現(xiàn)，例如云母、有機薄膜等介質困難就較大。對于這類固體電介質，通常采用簡單電極試樣系統(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）的固體電介質中，當擊穿強度較低的氣體或液體中的局部電場強度達到其擊穿場強時，這部分氣體或液體開始放電，使電介質發(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（特別是有機電介質）的劣化損傷逐步擴大，導致整個電介質擊穿。2. 局部放電電的作用熱的作用化

14、學作用 局部放電引起電介質劣化損傷的機理是多方面的，但主要有如下三個方面： 厚度為d的固體電介質內含一個厚度為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。固體電介質中氣隙放電的等效電路及放電過程圖3-18 固體電介質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)的電介質的電容，Ca為除Cb、Cg以外其余電介質的電容。通常氣隙尺寸很小，有CaCgCb。電極間的全部電容為圖3-18 固體電介質中氣隙放電及其等效電路(3-43) 如果電極間加上瞬時值為u的交變電壓，當介質的tan很小時，則Cg上分配到的電壓瞬時值為(3-44)

15、 當Ur隨U增加達到氣隙放電電壓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上的電壓又達到Ug，便發(fā)生第二次放電。 當電壓再繼續(xù)上升時，放電依次重復發(fā)生。當外施電壓U經峰值后下降，分配在Cg上的電壓也相應降低。圖3-19 氣隙放電時氣隙上的電壓變化 當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上的電壓達到Ug時發(fā)生反向放電，放電后Cg上的電壓下降至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

16、。 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，需要補充的電荷增量為且有 稱Q為視在電荷量。由于CbCg，視在放電量比真實放電量要小得多。因后者目前尚無法求得而前者可以實測，故將視在放電量Q作為局部放電量。(3-45)(3-46) 單位時間內的平均放電次數(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，則每秒內的平均放電次數(shù)N為 式中，n半個周期內的平均放電次數(shù)。 需要指出，實際電

17、氣設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疊加的結果。(3-47) 局部放電圖與放電類型相關，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. 聚合物電介質的樹枝化擊穿 樹枝化擊穿是聚合物電介質在長時間強電場作用下發(fā)生的一種老化破壞形式，在介質中形成具有氣化了的儼如樹枝狀的痕跡，樹枝是充滿氣體的直徑為皮米（1pm=10-12m）以下的細微“管子”組成的通道，如圖3-23所示。圖3-23 電極尖端有、無氣隙時的電樹枝 樹枝可以因介質中間歇性的局部放電而緩慢地擴展，更可以在脈沖電壓作用下迅速發(fā)展，也能在無任何局部放電的情況下，由于介質中局部電場集中而發(fā)生。屬于這些原因引起的樹枝稱為電樹枝（如圖3-23所示有、無氣隙的樹枝和圖3-24所示為35kV聚乙烯電纜中的雜質電樹枝）。圖3-24 35kV聚乙烯電纜中的雜質電樹枝1-電樹枝 2-云霧狀細微裂紋 3-雜質核心 樹枝亦能因存在水分而緩慢發(fā)生，如在水下運行的200700V低壓電纜中也發(fā)現(xiàn)有樹枝，一般稱為水樹枝，即