气体放电的基本理论.ppt

1,第八章 气体放电的基本理论,2,第八章 气体放电基本理论,本章主要介绍气体放电理论，重点内容是气体放电过程及其形成机理。介绍气隙的击穿特性以及常见电晕放电、沿面放电两种放电形式。,8-2 气体放电过程的一般描述,8-1 气体中带电质点的产生和消失,8-3 均匀电场气隙的击穿,8-4 不均匀电场气隙的击穿,8-5 气隙的击穿特性,8-6 气体电解质中的沿面放电,3,8-1 气体中带电质点产生和消失,第八章 气体放电基本理论1,一、气体中带电质点的产生 气体的特点：气体的分子间距很大，极化率很小，因此，介电常数都接近于1。纯净的、中性状态的气体是不导电的，只有气体中出现了带电质点（电子、正离子、负离子）以后，才可能导电，并在电场作用下发展成为各种形式的气体放电现象。气体导电的原因：气体中出现了带电质点（电子、正离子、负离子）以后，游离出来的自由电子、正离子和负离子在电场作用下移动，从而形成气体电介质的电导层。,4,第八章 气体放电基本理论1,气体带电质点的来源：有两个，一是气体分子本身发生游离（包括撞击游离、光游离、热游离等多种形式）；二是放在气体中的金属发生表面游离。1、撞击游离 欲使气体质点游离，必须给予该气体质点足够的能量，这个能量由撞击质点传给。这些撞击质点有电子、正离子、负离子、中性分子、原子等，其所具有的能量有两种方式：动能，mv2/2，m是质点质量，v是质点速度。势能，（数值很小忽略不计）,5,动能的产生：气体质点的热运动使之具有固有的动能；在外加电场作用下，带电质点在电场力的作用具有一定的能量。形成撞击游离的条件：撞击质点所具有的总能量至少大于被撞击质点在该种状态下所需的游离能；撞击质点与被撞击质点有一定的作用时间。在有电场存在的情况下，电子与别的质点相邻两次碰撞之间的平均自由行程比离子大的多，积聚足够的能量后再与其他质点碰撞的几率也比离子大的多，因而在电场中，造成撞击游离的主要因素是电子。,第八章 气体放电基本理论,6,第八章 气体放电基本理论,2、光游离 短波射线的光子具有很大能量、它以光速运动，当它射到中性原于(或分子)上时所产生的游离称为光游离，光子的能量与其频率成正比，即 h(11)式中 h普朗克常量，等于6.6260755X10-34Js；光的频率，Hz。当气体受到光辐射作用时，产生光游离的必要条件是光子的能量应不小于气体的游离能。光游离也可以分级游离的方式来完成。紫外线、X射线，、和等短波射线都可以引起光游离。在气体击穿过程中异号带电质点不断复合为中性质点而放出的光子，激发状态的原子还原时放出的光子也有产生光游离的作用，并且是重要的光游离因素。光游离产生的自由电子称为光电子。宇宙射线中的光子可造成气体游离，并且使游离出来的电子具有很大的动能，可以再造成撞击游离。,7,第八章 气体放电基本理论1,3.热游离 自由气体的热状态造成的游离称为热游离。热游离实质上并不是另外一种独立的形式，实质上仍是撞击游离与光游离，只是其能量来源于气体分子本身的热能。在室温(20)时，气体分子平均动能仅约0.038eV，这比任何气体的游离能都要小得多，虽然由于气体分子热运动的统计性质，某些分子的动能远超过此平均值，但其几率是极其微小的，温度升到很高时，气体分子的平均动能增加很多，在互相碰撞时，就可能产生撞击游离。,8,第八章 气体放电基本理论1,在一定热状态下的物质都能发出热辐射，气体也不例外。物体温度升高时，其热辐射光子的能量大，数量多，这种光子与气体分子相遇时就可能产生光游离。由上述热状态的撞击游离和光游离所游离出来的带电粒子，在高温下具有较高的热运动速度，在与分子碰撞时，还可能产生撞击游离。由此可见，热游离实质上是热状态产生的撞击游离和光游离的综合。,9,第八章 气体放电基本理论1,4.表面游离 气体中的电子也可能来源于金属电极的表面游离。从金属电极表面逸出电子，需要一定的能量，通常称为逸出功。金属的逸出功一般要比气体的游离能小得多，所以，表面游离在气体放电过程中有重要作用。金属电极表面游离所需的能量（逸出功）可以通过下述途径获得：热电子发射：即把金属电极加热，使金属中电子的动能增加到超过逸出功时，电子即能克服金属表面的位能壁垒而逸出，称为热电子发射。在强电领域，热电子发射主要是对某些电弧放电的过程有重要的意义。二次发射：用某些具有足够能量的质点（例如正离子）撞击金属电极表面，也可能产生表面游离（称为二次发射）。,10,第八章 气体放电基本理论1,强场发射：在电极附近加上很强的外电场，也能从金属电极中拉出电子，称为强场发射或冷发射。这种发射所需的外电场极高，其数量级在106V/cm 左右。一般气隙的击穿场强远低于此数值，所以，在一般气隙的击穿过程中还不会出现强场发射。强场发射对某些高压强下的气隙击穿或高真空下的气隙击穿具有重要意义。光电子发射：用短波光照射金属表面也能产生表面游离（称为光电子发射）。当然，此时光子的能量必须大于逸出功，但满足这个条件的光子并不都能产生光电子发射，因为一部分光子会被金属表面反射，金属所吸收的光能中，大部分也是转化为金属的热能，只有小部分用以使电子逸出。,11,第八章 气体放电基本理论1,5.负离子的形成 分子或原子对电子的亲合能E：一个中性分子或原子与一个电子结合生成一价负离子所释放出的能量。E的值越大，就越容易与电子相结合而成为负离子。卤素元素的E值比其它元素大的多，因此很容易俘获一个电子而成为负离子。如前面所述，离子的游离能力比电子小得多，因此俘获电子而成为离子这一现象能对气体放电的发展起抑制作用，有助于气体耐电强度的提高。,12,第八章 气体放电基本理论1,二、气体中带电质点的消失 气体中带电质点的消失主要有下列三种方式：带电质点受电场力的作用流入电极并中和电量；带电质点的扩散；带电质点的复合。1.带电质点受电场力的作用而流入电极，中和电量 带电质点在电场力的作用下受到加速，在向电场方向运动途中会不断地与气体分子相碰撞，碰撞后会发生散射，但从宏观来看，是向电场方向作定向运动的。其平均速度开始是逐渐增加的（因受电场力的加速），但随着速度的增加，碰撞时失去的动能也增加，最后，在一定的电场强度下，其平均速度将达到某个稳定值。这一平均速度称为带电质点的驱引速度。,13,第八章 气体放电基本理论1,2.带电质点的扩散 带电质点的扩散就是指这些质点会从浓度较大的区域转移到浓度较小的区域，从而使带电质点在空间各处的浓度趋于均匀的过程。带电质点的扩散是由杂乱的热运动造成的，而不是由于同号电荷的电场斥力造成的，因为即使在很大的浓度下，离子之间的距离仍大到静电力起不到什么作用的程度。电子的直径比离子的直径小很多，在运动中受到的碰撞也比离子少得多，因此电子的扩散比离子的扩散快得多。3.带电质点的复合 带有异号电荷的质点相遇，发生电荷的传递、中和而还原为中性质点的过程称为复合。复合时，质点原先在游离时所吸取的游离能通常将以光子的形式如数放出。对负离子来说，复合的过程就是从负离子上游离出原先吸附的一个电子。,14,第八章 气体放电基本理论1,复合过程的影响因素：与游离过程相似，复合的过程也是带电质点在接近时通过电磁力的相互作用而完成的，需要一定的相互作用时间和条件。在复合过程中，异号质点间的静电力起着重要作用，这一点与扩散过程不同。参加复合的质点的相对速度愈大，复合的几率就愈小，气体中电子的速度比离子的速度大得多，所以电子与正离子复合的几率比负离子与正离子复合的几率小得多（小几千倍）。参加复合的电子中绝大多数是先形成负离子再与正离子复合的。异号质点的浓度愈大，复合就愈强烈。因此，强烈的游离区通常也总是强烈的复合区，这个区的光亮度也就较高。,15,8-2 气体放电过程的一般描述,第八章 气体放电基本理论2,16,第八章 气体放电基本理论2,随着气隙中场强增大，电子和离子在与气体分子相邻两次碰撞间所积累的动能也增加，场强高达某一定值，使这种能量的积累达到撞击游离所需值时，气体中即可发生撞击游离。游离出来的电子又参加到撞击游离的过程中去。于是游离过程就像雪崩似地增长起来，称为电子崩。此时电流也相应地有较大的增长，但在场强小于某临界值 Ecr时，这种电子崩还必须有赖于外界游离因素所造成的原始游离才能持续存在；如外界游离因素消失，则这种电子崩也随之逐渐衰减以至消失，而不能自己维持下去。这种放电称为非自持放电。当场强达到或超过Ecr值时，这种电子崩已可仅由电场的作用而自行维持和发展，不必再依赖于外界游离因素了，这种性质的放电称为自持放电。由非自持放电转入自持放电的场强称为临界场强Ecr，相应的电压称为临界电压Ucr。,17,第八章 气体放电基本理论2,游离放电的进一步发展和转变到气隙击穿的过程将随电场情况而不同，可分为均匀电场和不均匀电场两大类。在大体均匀的电场中，任意某处形成自持放电时，自持放电会很快地发展到整个间隙，气隙即被击穿，气隙的击穿电压实际上就等于形成自持放电的临界电压。在很不均匀的电场中，例如在尖端电极的情况，在电压还较低的时候，尖端处的场强就已可能超过临界值而出现自持放电，就是电晕放电。由于离尖端稍远处场强已大为减小，故电离放电只能局限在尖极附近的空间而不能扩展出去。当电压再提高时，如电极间距不大，则可能从电晕放电直接转变成整个间隙的火花击穿。如电极间距离大时，则从电晕转到刷形放电阶段，这种刷形放电在空间不断变更位置。当电压再增高时，刷形放电增长到达对面的电极，就转变为火花击穿。当电源功率足够大时，火花击穿迅速即转变成电弧。,18,电晕放电：气体介质在不均匀电场中的局部自持放电。最常见的一种气体放电形式。在曲率半径很大的尖端电极附近，由于局部电场强度超过气体的电离场强，使气体发生电离和激励，因而出现电晕放电。发生电晕时在电极周围可以看到淡蓝色的光晕，并伴有咝咝声。电晕放电可以是相对稳定的放电形式，也可以是不均匀电场间隙击穿过程中的早期发展阶段。,火花放电：高电压电极间的气体被击穿，出现闪光和爆裂声的气体放电现象。在通常气压下，当在曲率不太大的冷电极间加高电压时，若电源供给的功率不太大，就会出现火花放电，火花放电时，碰撞电离并不发生在电极间的整个区域内，只是沿着狭窄曲折的发光通道进行，并伴随爆裂声。由于气体击穿后突然由绝缘体变为良导体，电流猛增，而电源功率不够，因此电压下降，放电暂时熄灭，待电压恢复再次放电。所以火花放电具有间隙性。,19,火花放电和电晕放电的区别:火花放电是电极间的气体被击穿，形成电流在气体中的通道，即明显的电火花。电晕放电是电极间的气体还没有被击穿，电荷在高电压的作用下发生移动而进行的放电，放电的现象是：在黑暗中可以看到电极的尖端有蓝色的光晕。火花放电的电流都很大，而电晕放电的电流比较小。,20,电弧放电：当电源提供较大功率的电能时，若极间电压不高（约几十伏），两极间气体或金属蒸气中可持续通过较强的电流（几安至几十安）,并发出强烈的光辉,产生高温（几千至上万度），这就是电弧放电。电弧放电最显著的外观特征是明亮的弧光柱和电极斑点。电弧放电可用于焊接、冶炼、照明、喷涂等。这些场合主要是利用电弧的高温、高能量密度、易控制等特点。在这些应用中，都需使电弧稳定放电。,21,22,8-3 均匀电场气隙的击穿,第八章 气体放电基本理论3,气隙击穿的过程，就是各种形式的游离持续发展的过程。在不同情况下，各种游离所起作用的强弱不同，气隙击穿的机理也就有差别。对气隙击穿影响最大的因素S，其中为气体的相对密度，S为极间距离。汤森德机理：当S值较小时，电子的撞击游离和正离子撞击金属阴极所造成的表面游离起主要作用，气隙的击穿电压大体上是S 的函数。这就是汤森德（Townsend）机理，是英国物理学家汤森德（Townsend）在二十世纪初提出来的。对空气来说，一般认为，在S0.26cm时，汤森德机理是比较符合实际的。,23,第八章 气体放电基本理论3,流注机理：当S值较大时，空间电荷量可能达到很大，使电场强烈畸变，形成局部强场；同时，大量空间电荷的复合，产生光子，造成空间光游离，在局部强场中，发展成为衍生电子崩；衍生电子崩与主电子崩汇合发展，形成流注。考虑了这些因素后，气体放电机理就有了新的发展，称为流注机理。对空气来说，一般认为，在S 0.26cm 范围内，流注机理比较符合实际。,24,第八章 气体放电基本理论3,一、S值较小时气隙的击穿过程 S 较小时造成气隙击穿的主要因素是电子撞击游离和阴极的表面游离。为了进行分析，引入三个系数如下：系数，表示一个电子由阴极到阳极每1cm 路程中与气体质点相碰撞所产生的自由电子数（平均值）。系数，表示一个正离子由阳极到阴极每lcm路程中与气体质点相碰撞所产生的自由电子数（平均值）。系数，表示一个正离子撞击到阴极表面时，使阴极逸出的自由电子数（平均值）。,25,第八章 气体放电基本理论3,如图所示，为一平行板电极均匀电场。取X轴垂直于电极平面。最初的自由电子是由外界游离因素在气隙体积内或从阴极表面游离出来的。现假设从阴极表面游离出一个初始自由电子，即n0=1。该电子在电场力的作用下获得动能，在向阳极运动途中，不断造成撞击游离。当到达距阴极为x处时，游离出的电子数（包括该初始电子）为n。,这些电子在继续前进的的dx路程中，将游离出更多的新电子，其数量为：,26,第八章 气体放电基本理论3,将此式积分，可得距阴极为x的某处的电子数为：,对于均匀电场，各处的场强相等，各处的值也都一样，于是，到达阳极的电子数将为：,在整个S路程中撞击游离出的正离子数(也即撞击游离出的新电子数)则为：,27,第八章 气体放电基本理论3,实验证明，正离子在返回阴极途中造成撞击游离（即过程）的作用极小（这是由于正离子的平均自由行程比电子小得多，不易积累足够的动能），因而可以忽略不计。,个正离子到达阴极,将从阴极游离出 个电子，如果此值不小于1，即：,则表示一个起始电子经上述一次过程后，能从阴极产生的新电子数不少于原有的那一个起始电子，这样，以后过程显然就可以不需要外界游离因素而自己持续下去了。这就是自持放电的条件，也就是气隙击穿的条件。,28,第八章 气体放电基本理论3,下面求解和的值以及它们与气体的压强、温度、场强、电极材料和表面状态等因素的关系。我们知道，使电子与气体分子碰撞时产生游离的必要条件是：电子的动能至应等于气体分子的游离能。或者说，如场强为E，气体分子的游离电位为Uy（等于用电子伏表示的游离能），则电子必须在场强方向至少迁移距离xyUyE而不受碰撞。如果电子在与气体分子相邻两次碰掩之间的平均自由行程为e，则从气体运动理论可知，相邻两次碰撞之间电子迁移距离大于xy的几率为：,29,第八章 气体放电基本理论3,电子沿场强方向迁移1cm将与气体分子相碰撞的平均次数为1e。于是，从的定义可以得到：,对于某一定的气体介质，电子的平均自由行程e与该气体的相对密度成反比，即：,此处A为比例系数。,由以上几个公式可得：,30,第八章 气体放电基本理论3,从上式可以看出，值对E值非常敏感，即场强E的很小变化就会引起值的很大变化。,并考虑均匀电场中击穿时所以可得：,将上式代入自持放电条件,其中，Ub为均匀电场气隙的击穿电压。,31,第八章 气体放电基本理论3,根据的定义，它显然与电极材料的逸出功有关，也与撞击离子的动能和位能有关，但是在上述Ub的表达式中，处于二次对数中，从而使得Ub对的变化不敏感。同时，从上述表达式可以看出，击穿电压Ub是乘积的函数：,这就是说，在均匀电场中，击穿电压Ub与气体密度、极间距离S并不具有单独的函数关系，而是与它们的积有函数关系。只要S的乘积不变，Ub也就不变。这个规律，早在汤森德理论出现之前（1889年）就已由帕邢（Paschen）从大量的实验结果中总结出来了，称为帕邢定律。现在，汤森德理论给了这个实验得出的定律以理论上的论证，反过帕邢定律也给汤森德理论以实验结果的支持。,32,第八章 气体放电基本理论3,图 2-3 表示实验求得的空气间隙的Ub与(S)关系曲线。由图可见，曲线存在一最小值，对应于S 7510-5cm，Ub330V。,33,第八章 气体放电基本理论3,关于最小值的解释：假设S保持不变，当气体密度增大时，电子的平均自由行程缩短了，相邻两次碰撞之间，电子积聚到足够动能的几率减小了，故Ub必然增大。反之，当减到过小时，电子在碰撞前积聚到足够动能的几率虽然增大了，但气体很稀薄，电子在走完全程中与气体分子相撞的总次数却减到很小，欲使击穿，Ub也须增大。在这两者之间，总有一个值对造成撞击游离最有利，此Ub最小。同样，可假设保持不变，S值增大时，欲得到一定的场强，电压必须增大。当S值减到过小时，场强虽大增，但电子在走完全程中所遇到的撞击次数已减到很小，故要求外加电压增大，才能击穿。在这两者之间，也总有一个S的值对造成撞击游离最有利，此时Ub最小。,34,第八章 气体放电基本理论3,二、S值较大时气隙的击穿过程 当S值较大时，上述的汤森德放电机理存在明显的不足。在大量的实验研究和对雷电观测的基础上，发展了流注机理学说。在电场的作用下，电子在奔向阳极的途中，不断地发生撞击游离，形成电子崩，崩内的电子数和正离子数随电子崩发展的距离按指数规律急剧增长。由于电子的迁移率比正离子的迁移率大两个数量级，所以电子总是跑在崩头部分，而正离子则大体上滞留在产生它的地方，仅是较缓慢地向阴极移动。由于电子的扩散作用，电子崩在发展过程中半径逐渐增大，其外形如一个头部为球状的圆锥体。绝大部分电子都集中在崩头部分，其后，直到尾部，则是正离子区。如图 2-4(a)、(b)所示。,35,第八章 气体放电基本理论3,沿电子崩轴线各点的合成电场将是电源电场和空间电荷所造成的电场的叠加，如图 2-4(c)、(d)所示。由图可见，崩尾电场被加强了，崩内正负空间电荷混杂处的电场被大为减弱，而崩头前面的电场则被加强得最剧烈。,36,第八章 气体放电基本理论3,当外施电压为气隙的最低击穿电压时的发展过程：电子崩走完整个间隙时，崩头电子和崩尾正离子总数已达到非常之多，使崩头、崩尾的局部电场大为增强，中部电场大为减弱。崩头的强烈游离过程必然会伴随着强烈的激励和反激励过程（因为受激状态是极不稳定的，存在时间是极短的），强烈的反激励会放射出大量光子；同时，崩中部的弱电场给电子附着在质点上形成负离子进而为正、负离子的复合提供了良好的条件，这个区域中强烈的复合过程也会放射出大量光子。这些光子向四方发射。因为此时崩头已接近阳极，射到崩头前方的光子直接进入阳极，对放电过程的进一步发展不起什么作用；射到崩尾空间的光子，造成空间光游离，游离出的电子在崩尾局部强化了的电场中形成许多衍生电子崩(称为二次电子崩)。这些衍生电子崩受主崩尾正空间电荷的吸引，向着主崩尾部方向发展，并汇合到主崩尾的正空间电荷中去，如图2-5中C、D、E、F所示。,37,38,第八章 气体放电基本理论3,射到左右两侧的光子也会产生光电子，但因那里不存在局部强场，故光电子不易发展成衍生电子崩；即使形成了与主崩相并列的衍生电子崩，也由于主崩对两侧的屏蔽作用而使其逐渐衰减消亡，不能自持。衍生电子崩头部的电子汇合到主崩尾部正空间电荷区，使主崩本体区域成为正、负质点的混合通道（但有过剩的正离子，因主崩中原有的电子几乎都已进入阳极了），场强较为减弱，就不存在强烈的游离，这里的电子大多形成负离子。主崩尾部边缘为衍生电子崩的崩尾正空间电荷区，这些正空间电荷大大加强了崩尾外围的电场，使在此区域内不断造成新的衍生电子崩，并不断汇合到主崩尾部中来。就某一个衍生电子崩发展的方向来看是向着阳极推进的，但从整个空隙的放电发展来看，衍生电子崩却是一个接一个的逐步向阴极扩展的，如图25中G、H、I、J所示，这个过程称为正流注（或称阳极流注），也就是说从正极出发的流注。,39,40,第八章 气体放电基本理论3,当流注通道发展到接近阴极时，通道端部与阴极间的场强急剧升高，在这区域内发生极强烈的游离，如图2-5 J所示。游离出的大量电子沿流注通道流向阳极，并从电场获得动能，在碰撞中又传递给通道中的气体分子，使通道温度升高达几千度，在通道内发生热游离，放电就由流注（仅前端明亮发光）过渡到火花或电弧的形式（视电源功率大小而定），间隙的击穿也就完成了。,41,正流注发展流程示意图,阴,42,第八章 气体放电基本理论3,负流注的形成：如果外施电压比气隙的击穿电压高出很多，则主崩不需要经过整个间隙距离，其头部即已积累到足够多的空间电荷已发展流注了，这时，除发展上述正流注以外，还可能出现负流注。前面讲过，主崩头部的空间电荷使前方空间的局部电场加强最烈，光子射到此区，游离出光电子，在此局部强场中，极易发展成新的衍生电子崩。,43,第八章 气体放电基本理论3,其后，主崩头部的电子和衍生崩尾的正离子形成混合的通道，这些新的衍生崩与主崩汇合成迅速向阳极推进的流注，称为负流注（因为从负极出发的）。流注的起源也是光电子，所以负流注的推进速度也远大于电子的移动速度。这样，间隙中的正、负流注就同时分别向两极发展，直到贯穿整个间隙，如图 28中O、P、Q、R、S、T所示，完成了气隙的火花击穿。在较高的过电压下，正流注的发展还可能出现分支，如图2-8中 X、L、M、N所示。根据上述流注理论可知,均匀电场中火花击穿的条件为：初始电子崩头部的电荷必须积累到一定数量，使电场畸变并加强到一定程度，以造成足够的空间游离，使之形成流注。,44,第八章 气体放电基本理论3,45,8-4 不均匀电场气隙的击穿,第八章 气体放电基本理论4,46,第八章 气体放电基本理论4,一、短间隙的击穿 在不均匀电场（如尖板电极）情况下，电压极性对气隙的击穿电压影响很大，电压极性不同时，气隙击穿的发展过程也是不同的。所以，下面分别对不同的电压极性时气隙的击穿过程进行讨论。1.尖端为正极性的情况 尖极为正时，电子崩是从场强小的区域向场强大的区域发展，这对电子崩的发展非常有利；此外，由于电子立即进入阳极（正尖端），在尖极前方空间留下正离子，这就加强了前方（向板极方向）的电场，造成发展正流注的有利条件。二次崩和初崩汇合，使通道充满混合质，而通道的头部仍离下正空间电荷，加强了通道头部前方的电场，使流注进一步向阴极扩展。由于正流注所造成的空间电荷总是加强流注通道头部前方的电场，所以正流注的发展是连续的，速度很快，与负尖极相比，击穿同一间隙所需的电压要小得多。（如图2-9所示）,47,第八章 气体放电基本理论4,48,第八章 气体放电基本理论4,2.尖端为负极性的情况 当尖极为负时，情况就不同了。初崩直接由尖极向外发展，先经过强场区，愈后的路程中场强愈弱，这就使电子崩的发展比正尖极时不利得多。初崩留下的正空间电荷（负电子已向外空间流散）虽然增强了负尖极附近的电场，却削弱了前方（向阳极方向）空间的电场，使流注的向前发展受到抑制。只有再升高外加电压，并待初崩中向后（向阴极）发展的正流注完成，初崩通道中充满着导电的混合质，使前方电场加强以后，才可能在前方空间产生新的二次电子崩，如图（c）所示。新电子崩的发展过程与第一个电子崩相同。这样就形成了自阴极向阳极发展的流注，称为负流注，其发展过程是阶段式的，其平均速度比正尖极流注小得多，击穿同一间隙所需的电压要高得多。（如图 2-10 所示）,49,第八章 气体放电基本理论4,50,第八章 气体放电基本理论4,击穿过程；不论是正流注还是负流注，当流注通道发展到对面电极时，整个间隙就被充满正、负离子混合质的、具有较大导电性的通道所贯穿。在电源电压的作用下，通道中的带电质点继续从电源电场获得加速，获得能量，发展更强烈的游离，使通道中带电质点的浓度急速增长，通道的温度和电导也急剧增长，通道完全失去绝缘性能，气隙的击穿就完成了。,51,第八章 气体放电基本理论4,二、电晕放电1.电晕放电现象的一般描述 在极不均匀电场中，最大场强与平均场强相差很大，以至当外加电压及其平均场强还较低的时候，电极曲率半径较小处附近空间的局部场强已很大。在这局部强场区中，产生强烈的游离，但由于离电极稍远处场强已大为减小，所以，此游离区不可能扩展到很大，只能局限在此电极附近的强场范围内。伴随着游离而存在的复合和反激励，发出大量的光辐射，使在黑暗中可以看到，在该电极附近空间发出蓝色的晕光，这就是电晕。这个晕光层就叫电晕层或起晕层。在层外，电场已弱，不发生撞击游离，这个范围叫做电晕放电的外围区域。,52,第八章 气体放电基本理论4,电晕放电的特点：电晕放电的电流强度不取决于电源电路中的阻抗，而取决于电极外气体空间的电导，即取决于外加电压、电极形状、极间距离、气体的性质和密度等。只有当极间距离对起晕电极表面最小曲率半径的比值大于一定值时，电晕放电才可能发生；如果比值小于此值，则气隙将直接发生火花击穿，击穿前不会出现稳定的电晕。2.电晕放电的物理过程和效应 电晕放电有明显的极性效应，我们以尖板电极为例，将正、负极性电晕分别讨论。,53,第八章 气体放电基本理论4,尖极为负极性 当电压升到一定值，平均电流接近微安级时，出现有规则的重复电流脉冲，如图2-13所示。当电压继续升高时，电流脉冲幅值基本,不变，但频率增高了，平均电流也相应增大。重复脉冲的频率最高可达7.5104Hz。当电压继续升高到一定值时，电晕电流失去了有规则高频脉冲的性质而转成持续电流，其平均值仍随电压而升高。电压再进一步升高时，出现电流幅值大得多的不规则的刷形放电。,54,第八章 气体放电基本理论4,尖极为正极性 此时，电晕电流也具有重复脉冲的性质，但没有整齐的规则，如图2-14所示。当电压和平均电流升高时，电流的脉冲特性,变得愈来愈不显著，以至基本上转为持续电流。当电压再升高时，就出现幅值要大得多的不规则的刷形放电电流脉冲。,55,第八章 气体放电基本理论4,气体中的电晕放电效应 伴随着游离、复合、激励、反激励等过程而有声、光、热等效应，表现为发出“丝丝”的声音、蓝色的晕光以及使周围气体温度升高等。在尖端或电极的某些突出处，电子和离子在局部强场的驱动下高速运动，与气体分子交换动量，形成“电风”。电晕会产生高频脉冲电流，其中还包含着许多高次谐波，这就会造成对无线电的干扰。一般来说，各种形式的气体放电（如无声的、电晕的、辉光的、火花的、电弧的）都会产生许多化学反应，例如在空气中产生03、NO和NO2等；电晕放电虽然放电强度很小，放电过程中的温度也不高，但其造成的化学反应却反而比其他放电强度高的形式(如火花、电弧等)强烈得多。气体放电产生化学反应的机理迄今还没有研究清楚。以上各点都使得电晕放电会产生能量损耗，在某些情况下，会达到可观的程度。,56,8-5 气隙的击穿特性,第八章 气体放电基本理论5,一、气隙的击穿时间 气隙的最低静态击穿电压：长时间作用在间隙上能使间隙击穿的最低（U0）。,欲使间隙击穿，外加电压必须不小于这静态击穿电压。但这仅是必要条件，而不是充分条件，欲使间隙击穿，还必须使该电压持续作用一定的时间。气隙的击穿时间：从开始加压的瞬时起到气隙完全击穿为止总的时间称为击穿时间（tb）。它由三部分组成，如图31所示。,57,第八章 气体放电基本理论5,升压时间t0：电压从零升到静态击穿电压U0所需时间。统计时延ts：从电压达到U0的瞬时起到气隙中形成第一个有效电子为止。放电发展时间tf：从形成第一个有效电子的瞬时起到气隙完全被击穿为止的时间。这里说的第一个有效电子是指该电子能发展一系列的游离过程，最后导致间隙完全击穿的那个电子。气隙中出现的自由电子并不一定能成为有效电子，其原因有三个：这个自由电子可能被中性质点俘获，形成负离子，失去游离的活力；可能扩散到间隙以外去，不能参加游离过程；即使已经引起游离过程，但由于各种不利因素的巧合，游离过程可能中途衰亡而终止。,58,第八章 气体放电基本理论5,二、气隙的伏秒特性 气隙的击穿，需要一定的时间才能完成，对于不是持续作用的、而是脉冲性质的电压，则气隙的击穿电压就与该电压作用的时间有很大关系。同一个气隙，在峰值较低但延续时间较长的冲击电压作用下可能击穿，而在峰值较高但延续时间较短的冲击电压作用下可能反而不击穿，所以，对于非持续作用的电压来说，一个气隙的耐电性能就不能单一地用“击穿电压”值来表达了，而是对于某一定的电压波形，必须用电压峰值和击穿时间这两者共同来表达，这就是该气隙在该波形下的伏秒特性。,59,第八章 气体放电基本理论5,同一气隙在同一电压（包括波形和峰值）作用下，每次击穿前时间也不完全一样，具有一定的分散性。因此，一个气隙的伏秒特性不是一条简单的曲线，而是一组曲线族，如图37所示。族中各曲线代表不同击穿几率下的伏秒特性。例如=0.7的曲线表示有70的击穿次数，其击穿前时间是小于该曲线所标时间的。,60,第八章 气体放电基本理论5,三、气隙的击穿电压 1.气隙击穿电压的几率分布 不论是在直流电压、交流电压、雷电冲击或操作冲击电压的作用下，气隙的击穿电压都有一定的分散性，即击穿几率分布特性。研究表明，气隙击穿的几率分布接近正态分布。2.大气条件对气隙击穿电压的影响 在大气中，气隙的击穿电压与大气条件（气温、气压、湿度等）有关。通常情况下，气隙的击穿电压随着空气密度及湿度的增加而提高。其原因为：空气密度的增大，空气中自由电子的平均行程缩短了，不易造成撞击游离。而湿度提高以后，由于水分子是电负性的，容易俘获自由电子形成负离子而失去游离能力，使最活跃的游离因素”自由电子”的数量减少，因而阻碍了游离的发展。,61,第八章 气体放电基本理论5,四、提高气隙击穿电压的方法 改进电极形状以改善电场分布 一般说来，电场分布越均匀，气隙的击穿电压就越高。故如能适当的改进电极形状，增大电极的曲率半径，改善电场分布，就能提高气隙的击穿电压。与此同时，当然还应注意尽可能消除电极上的锐缘、棱角、接缝、焊斑和毛刺等，尽量提高电极表面的光洁度，消除局部强场。覆盖固体绝缘层 在稍不均匀电场中，在曲率半径较小的电极表面覆盖固体绝缘层也能提高气隙的击穿电压。利用空间电荷以改善电场分布 对于极不均匀电场的气隙，在一定条件下，可以利用电晕所产生的空间电荷来使电场均匀化，从而提高气隙的击穿电压。但这只适用于持续时间较长的电压。实验证明，雷电冲击电压就没有这种效应，这主要是由于雷电冲击作用时间太短，来不及形成充分的空间电荷累积。,62,第八章 气体放电基本理论5,增高气压 如前所述，增高气体的压力可以减小电子的平均自由行程，阻碍撞击游离的发展，从而提高气隙的击穿电压。在一定的气压范围内，增高气压对提高气隙的击穿电压是极为有效的，当气压超过一定范围后，击穿电压随气压的增高将呈现饱和的趋向。不均匀电场中，气隙的击穿电压与气压的关系有些异常的情况，应予注意。高真空的采用 从气体撞击游离的理论可知，将气隙抽成高度的真空也能抑制撞击游离的发展，提高气隙的击穿电压。但在实际采用高真空作绝缘时，常会出现另外一些问题，使得在电力工程中，目前还只有在某些特殊设备（如其空断路器）中才采用高真空作绝缘和灭弧用。,63,第八章 气体放电基本理论5,高电强度气体的采用 某些气体，主要是含卤族元素的气体，如六氟化硫、氟利昂、四氯化碳等，其耐电强度比空气高得多，称为高电强度气体。采用这类气体，或在其他气体中混合人一定比例的这类气体，可以大大提高气隙的击穿电压。,64,8-6 气体电解质中的沿面放电,第八章 气体放电基本理论6,一、沿面放电的物理过程1.均匀电场中的沿面放电 如果在均匀电场中放置一圆柱形固体介质，圆柱表面完全与电场力线相平行，如图3-17（a）所示，则从宏观来看（理想情况），固体圆柱的存在，并不影响极板间气隙空间的电场。于是，气隙的击穿电压似乎应该保持不变。但实践表明，此时气隙的击穿总是以沿着固体介质表面闪络的形式完成的，而且沿面闪络电压总是显著低于纯气隙的击穿电压。,在高电压作用下，气体或液体介质沿绝缘表面发生的破坏性放电。其放电时的电压称为闪络电压。发生闪络后，电极间的电压迅速下降到零或接近于零。闪络通道中的火花或电弧使绝缘表面局部过热造成炭化，损坏表面绝缘.沿绝缘体表面的放电叫闪络。而沿绝缘体内部的放电则称为是击穿。,65,第八章 气体放电基本理论6,其主要原因为：固体电介质表面不可能绝对光滑，总有一定程度的粗糙型，使得介质表面的微观电场有一定的不均匀，贴近固体介质表面薄层气体中的最大场强将比其它部分大；固体介质表面多少会吸收一些气体中的水分，引起介质表面电场的畸变；固体介质表面电阻的不均匀使电场分布变形；固体介质与电极的接触如果不十分紧密，留有薄层气隙时，沿面闪络电压将降低较多，这是因为薄层气隙中的电场强度很大，首先游离而产生自由电子。2.不均匀电扬中的沿面放电 讨论不均匀电场中的的沿面放电的规律性时，应区别两种不同的情况：场强方向大体与介质表面平行；场强方向与介质表面之间的夹角比较大。,66,第八章 气体放电基本理论6,电场强度的方向大体上平行于固体电介质表面 具有这种电场的实例如图3-17(b)所示（支柱绝缘子）。有关分析均匀电场中的沿面放电现象时的所有解释，都可用来解释这类不均匀电场中的沿面放电现象。需要指出的是。现在即使没有固体介质存在，电场已经是不均匀的了，所以，任何其他使不均匀性增大的困素(如放入固体介质)对击穿电压的影响不会像在均匀电场中那样显著。所以，在这种情况下，沿面闪络电压比纯气隙的击穿电压低得不多。电介质表面的场强具有较强的垂直于固体电介质表面的分量 具有这种电场的实例如图 3-17（c）所示（套管绝缘子）。在这种结构中，固体电介质表面各处的场强差异很大，因此，在某一定的电压作用下，就有可能出现持续的局部沿面放电。,67,68,第八章 气体放电基本理论6,当工频电压作用时的沿面闪络现象：参看图 3-18。随着外施电压的逐渐升高，在电极B的边缘处出现浅蓝色的电晕放电；电压升高时，放电向前发展，形成许多伸向对面电极的大体上平行的细光线，称为刷型放电；电压再升高时，刷形放电的长度也随之增长；,当电压超过某临界值时，放电的性质发生变化，其中某些细线的长度迅速增长，并转变为较明亮的浅紫色的树枝状火花。这种树枝状火花具有较强的不稳定性，不断地此起彼伏，改变放电通道的路径，并有轻微的爆裂声，这种放电现象称为滑闪放电。在滑闪放电阶段，外施电压较小的升高；即可使滑闪放电火花有较大的增长，最后达到对面电极，就形成沿面闪络。,69,第八章 气体放电基本理论6,原因分析：靠近电极B处沿介质表面的电流密度最大，在该处介质表面电阻上所形成的电位梯度也最大。当这个电位梯度增到足以造成气体游离的数值时，该段固体介质表面就出现了沿面放电。当电压继续升高时，沿面放电将继续向前发展。沿面放电与固体性质的关系：固体介质的介电常数愈大，固体介质的厚度越小，则固体介质的电容值就越大，沿面的电位分布就越不均匀，其闪络电压就越低；同理，固体介质的体电阻越小，沿面闪络电压也就越低。,70,第八章 气体放电基本理论6,二、影响沿面闪络电压的因素1.电场分布情况和电压波形的影响 在均匀电场中或场强方向大体上平行于固体电介质表面的不均匀电场中，沿面闪络电压Uf与沿面闪络距离l的关系分别如图 3-20 和图 3-21 所示。,71,第八章 气体放电基本理论6,在固体介质表面的场强具有较大的法线分量时，如为直流电压，则闪络电压与闪络距离仍近似保持线性关系如图322所示。,72,第八章 气体放电基本理论6,如果为工频、高频或冲击电压，则随着沿面闪络距离的增大，沿面闪络电压的提高呈现显著的饱和趋势，如图 3-23 所示,73,第八章 气体放电基本理论6,2.电介质材料的影响 电介质材料对沿面闪络电压的影响主要与电介质表面的吸湿性有关，吸湿性强的玻璃沿面闪络电压比吸湿性小的石蜡低得多，如将玻璃表面烘得很干，则其沿面闪络电压可增高很多。3.气体条件的影响 均匀电场中，气体压力增大时，沿面闪络电压也将增高，但其程度远不如纯气隙中显著。温度对沿面闪络电压的影响在趋向上与对纯气隙的影响相似，但在程度上远不如纯气隙中显著。湿度对沿面闪络电压的影响：当气体中的相对湿度小于40时，对各种固体介质来说，湿度对沿面闪络电压均无影响；当气体中的相对湿度大于40时，湿度对闪络电压