物理高電壓技第1章氣體的絕緣特性與介質的電氣強度終課件

1、研究氣體放電的目的：了解氣體在高電壓（強電場）作用下逐步由電介質 演變成導體的物理過程掌握氣體介質的電氣強度及其提高方法1.1 氣體放電的基本物理過程1.2 氣體介質的電氣強度1.3 固體絕緣表面的氣體沿面放電第1章 氣體的絕緣特性與介質的電氣強度第1頁，共58頁。 高壓電氣設備中的絕緣介質有氣體、液體、固體以及其它復合介質。由于氣體絕緣介質不存在老化的問題，在擊穿后也有完全的絕緣自恢復特性，再加上其成本非常廉價，因此氣體成為了在實際應用中最常見的絕緣介質。 氣體擊穿過程的理論研究雖然還不完善，但是相對于其他幾種絕緣材料來說最為完整。因此，高電壓絕緣的論述一般都由氣體絕緣開始。 1.1 氣體放

2、電的基本物理過程第2頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生1.1.2 帶電質點的消失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 不均勻電場中的氣體放電1.1 氣體放電的基本物理過程第3頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生 氣體放電是對氣體中流通電流的各種形式統(tǒng)稱。 由于空氣中存在來自空間的輻射，氣體會發(fā)生微弱的電離而產生少量的帶電質點。 正常狀態(tài)下氣體的電導很小，空氣還是性能優(yōu)良的絕緣體； 在出現(xiàn)大量帶電質點的情況下，氣體才會喪失絕緣性能。 第4頁，共58頁。第5頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生（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

3、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第6頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生（2）光電離當滿足以下條件時，產生光電離式中： ：光的波長 ：光速 ：氣體的電離能光子來源外界高能輻射線氣體放電本身(1-2)第7頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生（3）碰撞電離 電子或離子在電場作用下加速所獲得的動能（ ）與質點電荷量(e)、電場強度（ ）以及碰撞前的行程( )有關。即 (1-3)第8頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生式中： ：電子的電荷量 ：外電場強度 ：電子移動的距離 (1-4)

4、 高速運動的質點與中性的原子或分子碰撞時，如原子或分子獲得的能量等于或大于其電離能，則會發(fā)生電離。 電離條件為 第9頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生 為使碰撞能導致電離，質點在碰撞前必須經過的距離為：式中 為氣體的電離電位，在數(shù)值上與以eV為單位的 相等。 的大小取決于場強E，增大氣體中的場強將使 值減少?？梢娞岣咄饧与妷簩⑹古鲎搽婋x的概率和強度增大。(1-4)第10頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生（4）分級電離 當逸出功電離能時，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 強場發(fā)射 熱電子發(fā)射第11頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生 2、電極表面的

5、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：第12頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生 電子從電極表面逸出所需的能量可通過下述途徑獲得: （1）正離子撞擊陰極 （2）光電子發(fā)射 （3）強場發(fā)射 （4）熱電子發(fā)射 第13頁，共58頁。1.1.1 帶電質點的產生 3、氣體中負離子的形成 附著：電子與氣體分子碰撞時，不但有可能引起碰撞電離而產生出正離子和新電子，也可能發(fā)生電子附著過程而形成負離子。 負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，因而對氣體放電的發(fā)展起抑制作用。第14頁，共58頁。 電子親合能：使基態(tài)的氣體原子獲得一個

6、電子形成負離子時所放出的能量，其值越大則越易形成負離子。 電子親合能未考慮原子在分子中的成鍵作用，為了說明原子在分子中吸引電子的能力，在化學中引入電負性概念。 電負性：一個無量綱的數(shù)，其值越大表明原子在分子中吸引電子的能力越大 。 1.1.1 帶電質點的產生表l-3列出了鹵族元素的電子親合能與電負性數(shù)值 第15頁，共58頁。1.1.2 帶電質點的消失 帶電質點的消失可能有以下幾種情況： 帶電質點受電場力的作用流入電極 ；帶電質點因擴散而逸出氣體放電空間；帶電質點的復合。 復合：當氣體中帶異號電荷的粒子相遇時，有可能發(fā)生電荷的傳遞與中和，這種現(xiàn)象稱為復合。 復合可能發(fā)生在電子和正離子之間，稱為電

7、子復合，其結果是產生一個中性分子；復合也可能發(fā)生在正離子和負離子之間，稱為離子復合，其結果是產生兩個中性分子。第16頁，共58頁。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、氣壓和間隙中電場的均勻度而異。但氣體放電都有從電子碰撞電離開始發(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 宇宙射線和放射性物質的射線會使氣體發(fā)生微弱的電離而產生少量帶電質點；另一方面正、負帶電質點又在不斷復合，使氣體空間存在一定濃度的帶電質點。因此，在氣隙的電極間施加電壓時，可檢測到微小的電流。1、放電的電子崩階段第17頁，共58頁。1.1.3 電子崩與湯遜理論由圖1-3可知： （1）在I-

8、U曲線的OA段：氣隙電流隨外施電壓的提高而增大，這是因為帶電質點向電極運動的速度加快導致復合率減小。當電壓接近 時，電流趨于飽和，因為此時由外電離因素產生的帶電質點全部進入電極，所以電流值僅取決于外電離因素的強弱而與電壓無關。圖13 氣體間隙中電流與外施電壓的關系第18頁，共58頁。1.1.3 電子崩與湯遜理論 （2）在I-U曲線的B、C點：電壓升高至 時，電流又開始增大，這是由于電子碰撞電離引起的，因為此時電子在電場作用下已積累起足以引起碰撞電離的動能。電壓繼續(xù)升高至 時，電流急劇上升，說明放電過程又進入了一個新的階段。此時氣隙轉入良好的導電狀態(tài)，即氣體發(fā)生了擊穿。圖13 氣體間隙中電流與外

9、施電壓的關系第19頁，共58頁。1.1.3 電子崩與湯遜理論 （3）在I-U曲線的BC段： 雖然電流增長很快，但電流值仍很小，一般在微安級，且此時氣體中的電流仍要靠外電離因素來維持，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系 因此，外施電壓小于 時的放電是非自持放電。電壓達到 后，電流劇增，且此時間隙中電離過程只靠外施電壓已能維持，不再需要外電離因素了。外施電壓達到 后的放電稱為自持放電， 稱為放電的起始電壓。第20頁，共58頁。（2）電子崩的形成 外界電離因子在陰極附近產生了一個初始電子，如果空間電場強度足夠大，該電子在向陽極運動時就會引起碰撞電離，產生一個新

10、的電子，初始電子和新電子繼續(xù)向陽極運動，又會引起新的碰撞電離，產生更多電子。圖14 電子崩的示意圖 1.1.3 電子崩與湯遜理論第21頁，共58頁。1.1.3 電子崩與湯遜理論 依此，電子將按照幾何級數(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) 。表示一個電子沿電場方向運動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，板內電場均勻，設外界電離因子每秒鐘使陰極表面發(fā)射出來的初始電子數(shù)為n0。圖15 計算間隙中電子數(shù)增長的示意圖 由于碰撞電離和電子崩的結果，在它們到達x處時，電子數(shù)已增加為n，這

11、n個電子在dx的距離中又會產生dn個新電子。第22頁，共58頁。1.1.3 電子崩與湯遜理論根據(jù)碰撞電離系數(shù) 的定義，可得：分離變量并積分之，可得：(1-8) 對于均勻電場來說，氣隙中各點的電場強度相同， 值不隨x而變化，所以上式可寫成：(1-9)(1-7)抵達陽極的電子數(shù)應為：(1-10)途中新增加的電子數(shù)或正離子數(shù)應為：(1-11)第23頁，共58頁。 將式(1-8)的等號兩側乘以電子的電荷 ，即得電流關系式：式(1-12)中，(1-12)1.1.3 電子崩與湯遜理論 式(1-12) 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，但這時放電還不能自持，因為一旦除去外界電離因子(令 )，

12、即電流變?yōu)榱?。?4頁，共58頁。1.1.3 電子崩與湯遜理論（3）影響碰撞電離系數(shù)的因素若電子的平均自由行程為 ，則在1cm長度內一個電子的平均碰撞次數(shù)為 。(1-13)由上式積分得：設在 處有 個電子沿電力線方向運動，行經距離 時還剩下 個電子未發(fā)生過碰撞，則在 到 這一距離中發(fā)生碰撞的電子數(shù)應為：第25頁，共58頁。1.1.3 電子崩與湯遜理論 由式(1-4)可知，實際自由行程長度等于或大于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：(1-14) 由第一節(jié)公式 內容可知，電子的平均自由長度 與氣溫 成正比、與氣壓 成反比，即：(1-15)第26頁，共5

13、8頁。當氣溫 不變時，式(1-14)即可改寫為：式中A、B是兩個與氣體種類有關的常數(shù)。由上式不難看出：電場強度E增大時， 急劇增大; 很大或很小時， 都比較小。(1-16)1.1.3 電子崩與湯遜理論 所以，在高氣壓和高真空下，氣隙不易發(fā)生放電現(xiàn)象，具有較高的電氣強度。高氣壓時， 很小，單位長度上的碰撞次數(shù)很多，但能引起電離的概率很?。坏蜌鈮汉驼婵諘r， 很大，總的碰撞次數(shù)少，所以 也比較小。第27頁，共58頁。2、湯遜理論 前述已知，只有電子崩過程是不會發(fā)生自持放電的。要達到自持放電的條件，必須在氣隙內初始電子崩消失前產生新的電子（二次電子）來取代外電離因素產生的初始電子。 實驗現(xiàn)象表明，二次

14、電子的產生機制與氣壓和氣隙長度的乘積（ ）有關。 值較小時自持放電的條件可用湯遜理論來說明； 值較大時則要用流注理論來解釋。1.1.3 電子崩與湯遜理論第28頁，共58頁。（1） 過程與自持放電條件 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。此外正負離子復合時，以及分子由激勵態(tài)躍遷回正常態(tài)時，所產生的光子到達陰極表面都將引起陰極表面電離，統(tǒng)稱為 過程。 為引入系數(shù)。1.1.3 電子崩與湯遜理論第29頁，共58頁。 設外界光電離因素在陰極表面產生了一個自由電子，此電子到達陽極表面時由于 過程，電子總數(shù)增至 個。因在對 系數(shù)進行討論時已假設每次電離撞

15、出一個正離子，故電極空間共有（ 1)個正離子。由系數(shù) 的定義，此（ 1）個正離子在到達陰極表面時可撞出 （ 1）個新電子，這些電子在電極空間的碰撞電離同樣又能產生更多的正離子，如此循環(huán)下去。1.1.3 電子崩與湯遜理論第30頁，共58頁。自持放電條件為 ：一個正離子撞擊到陰極表面時產生出來的二次電子數(shù) ：電子碰撞電離系數(shù)：兩極板距離 此條件物理概念十分清楚，即一個電子在自己進入陽極后可以由 及 過程在陰極上又產生一個新的替身，從而無需外電離因素放電即可繼續(xù)進行下去。(1-21)1.1.3 電子崩與湯遜理論第31頁，共58頁。（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

16、實驗的基礎上建立的。 過小或過大，放電機理將出現(xiàn)變化，湯遜理論就不再適用了。 過小時，氣壓極低( 過小在實際上是不可能的) ， 過小， 遠大于 ，碰撞電離來不及發(fā)生，擊穿電壓似乎應不斷上升，但實際上電壓U上升到一定程度后，場致發(fā)射將導致?lián)舸?，湯遜的碰撞電離理論不再適用，擊穿電壓將不再增加。1.1.3 電子崩與湯遜理論第32頁，共58頁。 過大時，氣壓高，或距離大，這時氣體擊穿的很多實驗現(xiàn)象無法全部在湯遜理論范圍內給以解釋：放電外形；放電時間；擊穿電壓；陰極材料。 因此，通常認為， 0.26 cm(pd200 cm mmHg)時，擊穿過程將發(fā)生變化，湯遜理論的計算結果不再適用，但其碰撞電離的基本

17、原理仍是普遍有效的。1.1.3 電子崩與湯遜理論第33頁，共58頁。1.1.4 巴申定律與適用范圍1、巴申定律 早在湯遜理論出現(xiàn)之前，巴申(Paschen)就于1889年從大量的實驗中總結出了擊穿電壓 與 的關系曲線，稱為巴申定律，即(1-23)圖1-7給出了空氣間隙的 與 的關系曲線。從圖中可見，首先， 并不僅僅由 決定，而是 的函數(shù)；其次 不是 的單調函數(shù)，而是U型曲線，有極小值。圖1-7 實驗求得的均勻場不同氣體間隙 曲線第34頁，共58頁。 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。對空氣， 的極小值為 。此極小值出現(xiàn)在 cm時，即 的極小值不是出現(xiàn)在常壓下，而

18、是出現(xiàn)在低氣壓，即空氣相對密度很小的情況下。圖1-7 實驗求得的均勻場不同氣體間隙 曲線1.1.4 巴申定律與適用范圍第35頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電 電氣設備中很少有均勻電場的情況。但對不均勻電場還要區(qū)分兩種不同的情況，即稍不均勻電場和極不均勻電場。全封閉組合電器(GIS)的母線筒和高壓實驗室中測量電壓用的球間隙是典型的稍不均勻電場；高壓輸電線之間的空氣絕緣和實驗室中高壓發(fā)生器的輸出端對墻的空氣絕緣則屬于極不均勻電場。第36頁，共58頁。1. 稍不均勻電場和極不均勻電場的特點與劃分 均勻電場是一種少有的特例，在實際電力設施中常見的卻是不均勻電場。 為了描述各種結構的電場不

19、均勻程度，可引入一個電場不均勻系數(shù)f，表示為：f4屬不均勻電場。(1-26):最大電場強度:平均電場強度1.1.5不均勻電場中的氣體放電第37頁，共58頁。2. 極不均勻電場的電暈放電（1）電暈放電 在極不均勻場中，當電壓升高到一定程度后，在空氣間隙完全擊穿之前，小曲率電極(高場強電極)附近會有薄薄的發(fā)光層，這種放電現(xiàn)象稱為電暈。 電暈放電是極不均勻電場所特有的一種自持放電形式。開始出現(xiàn)電暈時的電壓稱為電暈起始電壓 ，而此時電極表面的場強稱為電暈起始場強 。1.1.5不均勻電場中的氣體放電 根據(jù)電暈層放電的特點，可分為兩種形式：電子崩形式和流注形式。第38頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的

20、氣體放電 當起暈電極的曲率很大時，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，電暈層不斷擴大，個別電子崩形成流注，出現(xiàn)放電的脈沖現(xiàn)象，開始轉入流注形式的電暈放電。 若電極曲率半徑加小，則電暈一開始就很強烈，一出現(xiàn)就形成流注的形式。電壓進一步升高，個別流注快速發(fā)展，出現(xiàn)刷狀放電，放電脈沖更強烈，最后貫通間隙，導致間隙完全擊穿。沖擊電壓下，電壓上升極快，因此電暈從一開始就具有流注的形式。爆發(fā)電暈時能聽到聲，看到光，嗅到臭氧味，并能測到電流。第39頁，共58頁。（2）電暈放電的起始場強 電暈放電的起始場強一般由實驗總結出的經驗公式來計算，

21、電暈的產生主要取決于電極表面的場強，所以研究電暈起始場強 和各種因素間的關系更直接。 對于輸電線路的導線，在標準大氣壓下其電暈起始場強 的經驗表達式為（此處指導線的表面場強，交流電壓下用峰值表示）：式中r導線半徑，單位cm。(1-28)kV/cm1.1.5不均勻電場中的氣體放電第40頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電 式（1-28）說明導線半徑 r 越小則 值越大。因為r越小，則電場就越不均勻，也就是間隙中場強隨著其離導線的距離增加而下降得更快，而碰撞電離系數(shù) 隨離導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: 式中 起始電暈層的厚度， 時 。 可見電場越不均勻，要滿足式

22、(1-29)時導線表面場強應越高。 式(1-28)表明，當 r 時， =30kV/cm。(1-29) 而對于非標準大氣條件，則進行氣體密度修正以后的表達式為(1-30)kV/cm 式中 氣體相對密度第41頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電 實際上導線表面并不光滑，所以對于絞線要考慮導線的表面粗糙系數(shù) 。此外對于雨雪等使導線表面偏離理想狀態(tài)的因素（雨水的水滴使導線表面形成突起的導電物）可用系數(shù) 加以考慮。 理想光滑導線 1，絞線 0.80.9，好天氣時 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，對于離地高度為 h 的單根導線可寫出 對于距離為 d 的兩根平行

23、導線（ ）則可寫出(1-32)(1-33) 此時式（1-30）則寫為(1-31)kV/cm第42頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電（3）電暈放電的危害、對策及其利用 電暈放電引起的光、聲、熱等效應使空氣發(fā)生化學反應，都會消耗一定的能量。電暈損耗是超高壓輸電線路設計時必須考慮的因素。 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產生高頻電磁波，從而對無線電和電視廣播產生干擾。電暈放電還會產生可聞噪聲，并有可能超出環(huán)境保護所容許的標準。第43頁，共58頁。降低電暈的方法：從根本上設法限制和降低導線的表面電場強度。 在選擇導線的結構和尺寸時，應使好天氣時電暈損耗接近于

24、零，對無線電和電視的干擾應限制到容許水平以下。 對于超高壓和特高壓線路的分裂線來說，找到最佳的分裂距，使導線表面最大電場強度值最小。1.1.5不均勻電場中的氣體放電第44頁，共58頁。（4）極不均勻電場中放電的極性效應 在電暈放電時，空間電荷對放電的影響已得到關注。由于高場強電極極性的不同，空間電荷的極性也不同，對放電發(fā)展的影響也就不同，這就造成了不同極性的高場強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。1.1.5不均勻電場中的氣體放電第45頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電棒板間隙這種典型的極不均勻場 當棒具有正極性時，間隙中出現(xiàn)的電子向棒運動，進入強電場區(qū)

25、，開始引起電離現(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，在間隙中形成相當多的電子崩。圖18 正棒負板間隙中非自持放電階段空間電荷對外電場畸變作用 外電場 空間電荷電場第46頁，共58頁。 當電子崩達到棒極后，其中的電子就進入棒極，而正離子仍留在空間，相對來說緩慢地向板極移動。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，而略為加強了外部空間的電場。因此，棒極附近的電場被削弱，難以形成流注，這就使得放電難以得到自持。 當棒具有負極性時，陰極表面形成的電子立即進入強電場區(qū)，造成電子崩，如圖1-9（a）所示。當電

26、子崩中的電子離開強電場區(qū)后，電子就不再能引起電離，面以越來越慢的速度向陽極運動。一部分電子直接消失于陽極，其余的可為氧原子所吸附形成負離子。1.1.5不均勻電場中的氣體放電第47頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電圖19 負棒正板間隙中非自持放電階段空間電荷對外電場的畸變作用 外電場 空間電荷電場 電子崩中的正離子逐漸向棒極運動而消失于棒極，但由于其運動速度較慢，所以在棒極附近總是存在著正空間電荷。結果在棒極附近出現(xiàn)了比較集中的正空間電荷，而在其后則是非常分散的負空間電荷，如圖1-9（b）所示。第48頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電圖19 負棒正板間隙中非自持放電階段空

27、間電荷對外電場的畸變作用 外電場 空間電荷電場 負空間電荷由于濃度小，對外電場的影響不大，而正空間電荷將使電場畸變。棒極附近的電場得到增強，因而自持放電條件易于滿足、易于轉入流注而形成電暈放電。第49頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電圖110 兩種極性下棒板間隙的電場分布圖 （a）正棒負板 （b）負棒正板 -電場場強 棒極到板極的距離 圖1-10是兩種極性下棒板間隙的電場分布圖，其中曲線1為外電場分布，曲線2為經過空間電荷畸變以后的電場。第50頁，共58頁。 通過實驗已證明，棒板間隙中棒為正極性時電暈起始電壓比負極性時略高。 而極性效應的另一個表現(xiàn)，就是間隙擊穿電壓的不同。隨著電壓

28、升高，在緊貼棒極附近，形成流注，產生電暈；以后在不同極性下空間電荷對放電的進一步發(fā)展所起的影響就和對電暈起始的影響相異了。負極性下的擊穿電壓應較正極性時為高。1.1.5不均勻電場中的氣體放電（5）長間隙擊穿過程 在間隙距離較長時，存在某種新的、不同性質的放電過程，稱為先導放電。長間隙放電電壓的飽和現(xiàn)象可由先導放電現(xiàn)象作出解釋。第51頁，共58頁。1.1.5不均勻電場中的氣體放電 長間隙的放電大致可分為先導放電和主放電兩個階段，在先導放電階段中包括電子崩和流注的形成及發(fā)展過程。不太長間隙的放電沒有先導放電階段、只分為電子崩、流注和主放電階段。3. 稍不均勻電場中的極性效應 稍不均勻電場意味著電場還比較均勻，高場強區(qū)電子電離系數(shù) 達足夠數(shù)值時，間隙中很大一部分區(qū)域中的 也達到相當值