高电压技术：1.1 气体放电的基本物理过程 (2)

1、1.1 气体放电的基本物理过程,本节内容：,1.1.1 带电质点的产生 1.1.2 带电质点的消失 1.1.3 电子崩与汤逊理论 1.1.4 巴申定律与适用范围 1.1.5 不均匀电场中的气体放电,2、汤逊理论,只有电子崩过程是不会发生自持放电的。 自持放电，必须初始电子崩消失前产生新的电子（二次电子）来取代外电离因素产生的初始电子。,二次电子的产生机制与气压和气隙长度的乘积 有关。 值较小时自持放电的条件可用汤逊理论来说明； 值较大时则要用流注理论来解释。 这两种理论互相补充，可以说明广阔的pd（范围内气体放电的现象,（1） 过程与自持放电条件,过程：产生二次电子的过程,电子崩中的正离子在返

2、回阴极时，由于其具有的位能和动能，撞击阴极时引起阴极表面电离，产生 二次电子 正负离子复合时，以及分子由激励态跃迁回正常态时，所产生的光子到达阴极表面都将引起阴极表面电离， 统称为过程。,系数：表面电离系数,一个正离子撞击阴极表面时产生的二次电子数,推导自持放电条件：,设外界电离因素在阴极表面产生了一个自由电子，此电子到达阳极表面时由于过程，电子总数增至： 在d行程中，产生总电子数为： 极空间正离子数为 ： 由系数的定义，正离子在到达阴极表面时可撞出新电子数为： 这些电子在电极空间的碰撞电离同样又能产生更多的正离子，如此循环下去。,自持放电条件为,一个电子在自己进入阳极后可以由 及 过程在阴极

3、上又产生一个新的替身，从而无需外电离因素放电即可继续进行下去。,1,外加电场增大到一定程度，才能满足自持放电条件,Townsend放电理论总结：,外界电离因子,当自持放电条件得到满足时，就会形成图解中闭环部分所示的循环不息的状态，放电就能自己维持下去,总结： 将电子崩和阴极上的过程作为气体自持放电的决定因素是汤逊理论的基础。 汤逊理论的实质是电子碰撞电离是气体放电的主要原因，二次电子来源于正离子撞击阴极表面使阴极表面逸出电子，逸出电子是维持气体放电的必要条件。 阴极逸出电子能否接替起始电子的作用是自持放电的判据。,1-2 简要论述汤逊放电理论。p49,答: 设外界光电离因素在阴极表面产生了一个

4、自由电子，此电子到达阳极表面时由于过程，电子总数增至ed个。假设每次电离撞出一个正离子，故电极空间共有（ed1）个正离子。这些正离子在电场作用下向阴极运动，并撞击阴极按照系数的定义，此（ ed 1）个正离子在到达阴极表面时可撞出（ ed 1）个新电子，则(ed -1)个正离子撞击阴极表面时，至少能从阴极表面释放出一个有效电子，以弥补原来那个产生电子崩并进入阳极的电子，则放电达到自持放电。即汤逊理论的自持放电条件可表达为（ ed 1）1或ed 1 。,汤逊理论是在低气压pd较小条件下建立起来的，其适用于pd26.66kPa cm（即200cmmmHg）。 pd过大过小，汤逊理论就不再适用。 pd

5、过小时（极低气压高、距离实际不可能过小） 气体稀薄，密度小，带电质点易扩散，不宜形成局部场强； 大d小，远大于d，碰撞电离来不及发生 击穿电压似乎应不断上升，但实际上电压U上升到一定程度后，场致发射将导致击穿，汤逊的碰撞电离理论不再适用，击穿电压将不再增加,（2）汤逊理论的适用范围： 低气压、短间距、均匀电场,pd过大时（气压高、距离大）汤逊理论无法解释： 放电外形：均匀连续，如辉光放电 具有分支的细通道（火花通道） 阴极材料：实测的击穿电压和阴极材料无关 ； 放电时间：计算值比实测值要大得多； 击穿电压：与理论计算不一致；,pd较大时，汤逊理论不再适用的主要原因是： 忽略了带电质点改变电场分

6、布 忽略了光电离,1.1.4 巴申定律与适用范围,1、巴申定律,根据自持放电条件，导出：,A、B是与气体种类有关的常数， ub为气温不变时，均匀电场中气体的自持放电起始电压等于气隙击穿电压。,当气体成份和电极材料一定时，气体间隙击穿电压(ub)是气压(p)和极间距离(d)乘积的函数。,补充：击穿电压公式的推导,温度不变时，均匀电场中气体的击穿电压Ub是气体压强和电极间距离的乘积pd的函数,将 的计算式代入自持放电条件,击穿电压：,实验求得均匀电场中几种气体击穿电压Ub与pd的关系,巴申曲线表明，改变极间距离d的同时，也相应改变气压p而使pd的乘积不变，则极间距离不等的Ub却彼此相等；其次 Ub

7、不是pd的单调函数，而是U型曲线，有极小值,Umin不是出现在常压下，而是出现在低气压，即空气相对密度很小的情况下。,高气压、高真空都可以提高击穿电压，工程上已得到广泛应用（如：压缩空气开关、真空开关等）,巴申定律曲线呈U型，可解释如下：,2.巴申定律的使用范围：气体温度不变,对于气温非恒定的情况,改写,是气体相对密度：相对于标准大气条件 Ps=101.3KPa，Ts=293K,补充：气体放电的流注理论,Pd26.66kPacm（200mmHgcm）时， 一些无法用汤逊理论解释的现象,例如自然界的雷电，它发生在两块雷云之间或雷云与大地之间，这时不存在金属阴极，因而与阴极上的过程和二次电子发射根

8、本无关。,考虑了高气压、长气隙情况下不容忽视的因素: 空间电荷对原有电场的影响畸变； 空间光电离的作用。 流注理论认为：电子的碰撞游离和空间光游离是形成自持放电的主要因素， 放电的三个阶段： 电子崩阶段 流柱阶段 放充电阶段,电子崩崩头集中着电子，其后是正离子，形状似半球形锥体； 空间电荷分布极不均匀，大大加强了崩头及崩尾的电场，削弱了电子崩内部的电场；,（1）电子崩阶段,合成电场,空间电荷畸变外电场 大大加强了崩头及崩尾的电场，削弱了崩头内正、负电荷区域之间的电场 电子崩头部：电场明显增强，有利于发生分子和离子的激励现象，当它们回复到正常状态时，放射出光子 崩头内部正、负电荷区域：电场大大削

9、弱，有助于发生复合过程，发射出光子 这些光子将导致空间光电离,23,当电子崩走完整个间隙后，大密度的头部空间电荷大大加强了后部的电场，并向周围放射出大量光子 光子引起空间光电离，在受到畸变而加强了的电场中，造成了新的电子崩，称为二次电子崩,光电离的作用：二次电子崩,1主电子崩 2二次电子崩 3流注,24,二次电子崩中的电子进入主电子崩头部的正空间电荷区（电场强度较小），大多形成负离子。大量的正、负带电质点构成了等离子体，这就是正流注 流注通道导电性良好，其头部又是二次电子崩形成的正电荷，因此流注头部前方出现了很强的电场 流注头部的电离放射出大量光子，继续引起空间光电离。流注前方出现新的二次电子

10、崩，它们被吸引向流注头部，延长了流注通道,1主电子崩 2二次电子崩 3流注,（2） 流注阶段,25,流注不断向阴极报进，且随着流注接近阴极，其头部电场越来越强，因而其发展也越来越快 流注发展到阴极，间隙被导电良好的等离子通道所贯通，间隙的击穿完成，这个电压就是击穿电压,(3)主放电阶段： 正流注向阴极推进,正流注形成过程：（当外加电压不是很高时）,初崩,空间光电离,二次电子崩,汇入初崩,流注,27,正流注的发展速度约为11082108cm/s 流注通道的直径一般不超过零点几毫米 流注通道内正负质点的复合，使通道发出微弱的光亮,+,+,-,-,T1,t2,t3,t4,t5,在电离室中得到的阳极流

11、注发展过段的照片,交流长间隙放电中流注过程仿真,流注仿真计算结果与实验结果比较 日本东京大学学者Ryo Ono采用ICCD相机拍摄0.5 cm棒板间隙流注放电过程的放电图像，为了便于比较，仿真计算也采用Ryo Ono实验中相同的条件。 由仿真结果看出，空间电荷畸变了空间电场，使棒电极附近电场减小，电荷下方电场增大这一强电场区域电离剧烈，并辐射光子，造成光电离，形成二次电子崩，二次电子崩被正电荷吸引，进入主电子崩，空间电荷继续畸变空间电场，使电场强度最大区域向前发展，从而流注通道向前发展，经过7 ns时间流注到达负极板。 计算得到的流注发展时间、流注发展形状都与实验结果吻合较好。验证了仿真计算的

12、可行性.,0 ns 3 ns 5 ns 7 ns,电子空间分布,0 ns 3 ns 5 ns 7 ns,（b）电场空间分布,负流注形成过程： （当外加电压足够高时）,上述由初崩中辐射出的光子，在崩头崩尾 空间的局部场强中衍射出二次电子崩，并汇合到主崩通道中来，使主崩通道不断高速向前、向后延伸的过程成为流柱,负流注的产生,当外施电压比气隙的 最低击穿电压高出许多时， 间隙中的强电场足可以引 起光电离，从而产生二次 电子崩，形成流注。,流注的特点,电离强度很大 传播速度很快 导电性能良好,形成流注后，放电就可以由本身产生的空间光电离自行维持，即转为自持放电。如果电场均匀，间隙就将被击穿。形成流注的

13、条件（即自持放电条件），在均匀电场中也就是导致击穿的条件：,或,实验得出,自持放电条件,初崩头部电子数要达到108时，放电才能转为自持，出现流注。,无论是均匀电场还是不均匀电场，放电都是逐渐发展的，都是由非自持放电转入自持放电。 解释维持自持放电的气体放电理论有汤逊理论与流注理论。 各适用于一定条件下的放电过程，不能用一种理论来取代另一种理论，互相补充，可以解释广阔的pd范围内的气体放电现象。,小 结,流注理论和汤逊理论比较：,流柱理论 适用于解释不均匀电场、高气压、长气隙的情况（pd26.66kPacm） 只是定性分析。 认为电子碰撞电离及空间光电离是维持自持放电的主要因素，并强调了空间电荷

14、畸变电场的作用。,汤逊理论 适用于解释均匀电场低气压、短气隙的情况（pd26.66kPacm） 可定量分析（巴申定律） 气隙的击穿电压是pd的函数 认为电子崩和阴极上的二次发射过程是气体自持放电的决定性因素，,无法用汤逊理论解释的现象：,(1).放电外形：在大气压下放电不再是辉光放电，而是火花通道,(2). 放电时间：放电时间短于正离子在通道中到达阴极的行程时间,(3). 阴极材料的影响：阴极材料对放电电压影响不大,（1）放电外形 二次崩的发展具有不同的方位，所以流注的推进不可能均匀，而且具有分支。 （2）放电时间 二次崩的起始电子是光子形成的，而光子以光速传播，所以流注发展非常快。 （3）阴

15、极材料 大气条件下的气体放电不依赖阴极表面电离，而是靠空间光电离产生电子维持，因此与阴极材料无关。,流注理论的解释,本 节 重 点,汤逊放电理论和流注理论的使用范围； 汤逊放电描述的电子崩发展过程； 电子碰撞游离系数； 汤逊理论的自持放电条件及其物理解释； 巴申定律及其在实际中的应用； 流注理论与汤逊理论在考虑放电发展因素上的不同； 流注及其放电的发展过程； 流注及自持放电的形成条件。,1.1.5 不均匀电场中的气体放电,棒-棒间隙,棒-板间隙,常见电场的结构：,不均匀电场,稍不均匀电场,极不均匀电场,全封闭组合电器(GIS)的母线筒,高压实验室中测量电压用的球间隙,高压输电线之间的空气绝缘,

16、实验室中高压发生器的输出端对墙的空气绝缘,不均匀电场中的气体放电,I. 电场不均匀程度的划分,III. 稍不均匀电场中的击穿过程,II. 极不均匀电场中的击穿过程,1 电晕放电 2 极性效应 3 长间隙放电,I.稍不均匀场和极不均匀场的特点和划分,(1) 特点,各处场强相差不大 放电过程与均匀电场相似： 一旦出现自持放电，便会导致整个间隙的击穿，属于流注击穿，击穿条件就是自持放电条件，无电晕产生。 但稍不均匀电场中场强并非处处相等， 电离系数是空间坐标x的函数，因此自持放电条件为:,稍不均匀电场,各处场强相差很大 存在不同形式的局部的自持放电（电晕、刷形放电） 在强场区发生电晕放电，自持放电条

17、件即是电晕起始条件，气隙击穿电压大于电晕起始电压。 电场越不均匀，击穿电压和电晕起始电压之间的差别越大； 气隙击穿有显著的极性效应和较长的放电时延，与所加电压波形有显著关系 长气隙，短气隙的放电发展过程不同,极不均匀电场,稍不均匀电场,极不均匀电场,极间距增大,电场不均匀系数f：,:最大电场强度,:平均电场强度,f4属不均匀电场。,(2).电场不均匀程度划分,电场利用系数=1/f,对于同轴圆柱场内外半径比：R/r3.5 对于等径的平行圆柱场，极间距与较小电极半径比：d/r6 对于同径圆球场：d/r2.4 对于球-板场：d/r1.2,II. 极不均匀电场的击穿过程,1.电晕放电,在极不均匀场中，

18、当电压升高到一定程度后，在空气间隙完全击穿之前，大曲率电极(高场强电极)附近会有薄薄的发光层，这种放电现象称为电晕。 爆发电晕时能听到声，看到光，嗅到臭氧味，并能测到电流。 电晕起始电压Uc ：开始出现电晕时的电压。 电晕起始场强Ec ：此时电极表面的场强,。,（1）.什么是电晕放电,（2） 电晕的形成的原因：电离区放电,极不均匀电场中，在外加电压下，小曲率半径(大曲率)电极附近的电场强度首先达到起始场强E0，在此局部区域先出现碰撞电离和电子崩，甚至出现流注，即出现了电晕放电。 离大曲率电极较远处场强大为减弱，电离区不能扩展，只局限与电极附近的强场范围内。 电离区的复合过程以及反激励过程会辐射

19、出大量光子。在外观上表现为环绕电极表面出现蓝紫色晕光。 电晕层或起晕层 电晕放电的外围层,是极不均匀电场所特有的一种自持放电形式 其电流强度，与外电路的阻抗无关，取决于： 电极外气体空间的电导 外施电压的大小 电极的形状 极间距离 气体性质和密度 电晕起始电压低于击穿电压，电场越不均匀其差值越大,。,（3） 电晕放电的性质,可以是极不均匀电场气隙击穿过程的第一阶段，也可以是长期存在的稳放电形式,根据电晕层放电的特点，两种形式：电子崩形式 流注形式。,外施电压较低， 电晕放电较弱，电晕放电具有均匀稳定的性质，属于电子崩性质的电晕放电。 当外施电压较高，电晕放电较强，则转为不均匀、不稳定的流柱性质

20、的自持放电。 电压进一步升高，个别流注快速发展，出现刷状放电，放电脉冲更强烈，最后贯通间隙，导致间隙完全击穿。,（4） 电晕放电的分类,r是导线半径（cm） 是气体相对密度；m1表面粗糙度系数，理想光滑导线取1，绞线0.80.9；好天气时m2=1，坏天气时m2可按0.8估算。,一般用经验公式来推算，应用最广的是皮克公式，,（5）电晕放电的起始场强,（3）电晕放电的危害、对策及其利用,电晕放电引起的光、声、热等效应会产生一定的能量。电晕损耗是超高压输电线路设计时必须考虑的因素。,电晕放电中，由于电子崩和流注不断消失和重新出现所造成的放电脉冲会产生高频电磁波，从而对无线电和电视广播产生干扰。,电晕

21、放电还会产生可闻噪声，并有可能超出环境保护所容许的标准。,使空气局部游离，产生的臭氧和氧化氮等会腐蚀金属设备,对策：设法限制和降低导线的表面电场强度,在选择导线的结构和尺寸时，应使好天气时电晕损耗接近于零，对无线电和电视的干扰应限制到容许水平以下。,找到最佳的分裂距（4050cm），使导线表面最大电场强度值最小。,采用分裂导线。 对330kV及以上的超高压线路应采用分裂导线，例如330，500和750kV的线路可分别采用二分裂、四分裂和六分裂导线。 1000kv及以上的特高压线路分裂数就更多，例如取8或更大,分裂导线：每相都用若干根直径较小的平行分导线来替换大直径导线。分裂数超过两根时，这些分

22、导线通常被布置在一个圆的内接正多边形顶点上。,分裂导线的表面电场强度与分导线的直径和分导线间的距离 d 有关。在某一最佳值d0时，导线表面最大电场强度Emax会出现一极小值。,分裂导线表面最大电场强度与分裂距离的关系,在确定d值时并不仅仅以Emax最小作为唯一的准则。由于增大d值有利于减小线路的电感、增大线路的电容，从而增加线路的输送功率，所以在实际工程中，往往把d值取得比Emax最小对应的d0值稍大一些，例如45cm左右，并且此时Emax的变化不大。 330750kv的超高压线路，分裂数一般取24。 1000kv及以上的特高压线路分裂数就更多，例如取8或更大。,电晕放电的利用,在某些情况下可

23、以利用电晕放电产生的空间电荷来改善极不均匀场的电场分布，以提高击穿电压。 衰减雷电过电压幅值和降低其陡度； 抑制操作过电压的幅值； 广泛应用于工业设施（静电除尘器、静电喷涂装置、臭氧发生器）。,直流电压下棒-板间隙击穿电压特性曲线：,2 、极不均匀电场中放电的极性效应,由于高场强电极极性的不同，空间电荷的极性也不同，对放电发展的影响也就不同，这就造成了不同极性的高场强电极的电晕起始电压的不同，以及间隙击穿电压的不同，称为极性效应。,极性效应 在极不均匀电场中，放电一定从曲率半径较小的那个电极表面开始，与该电极极性无关。但后来的发展过程、气隙的电气强度、击穿电压等都与该电极的极性有密切的关系。极

24、不均匀电场中的放电存在着明显的极性效应。,极性决定于表面电场较强的电极所具有的电位符号： 在两个电极几何形状不同时，极性取决于曲率半径较小的那个电极的电位符号，如“棒-板”气隙。 在两个电极几何形状相同时，极性取决于不接地的那个电极上的电位，如“棒-棒”气隙。,正棒负板电极,（1）非自持放电阶段的极性效应,棒极附近的电场被消弱，难以形成自持放电,负棒正板电极,棒极附近的电场被增强，自持放电条件易于满足，易转入流柱而形成电晕放电,结论：棒为正极性时电晕起始电压比负极性时略高。,1-3为什么棒板间隙中棒为正极性时电晕起始电压比负极性时略高？,答:（1）当棒具有正极性时，间隙中出现的电子向棒运动，进

25、入强电场区，开始引起电离现象而形成电子崩。随着电压的逐渐上升，到放电达到自持、爆发电晕之前，在间隙中形成相当多的电子崩。当电子崩达到棒极后，其中的电子就进入棒极，而正离子仍留在空间，相对来说缓慢地向板极移动。于是在棒极附近，积聚起正空间电荷，从而减少了紧贴棒极附近的电场，而略为加强了外部空间的电场。这样，棒极附近的电场被削弱，难以造成流柱，这就使得自持放电也即电晕放电难以形成。 （2）当棒具有负极性时，阴极表面形成的电子立即进入强电场区，造成电子崩。当电子崩中的电子离开强电场区后，电子就不再能引起电离，而以越来越慢的速度向阳极运动。一部份电子直接消失于阳极，其余的可为氧原子所吸附形成负离子。电

26、子崩中的正离子逐渐向棒极运动而消失于棒极，但由于其运动速度较慢，所以在棒极附近总是存在着正空间电荷。结果在棒极附近出现了比较集中的正空间电荷，而在其后则是非常分散的负空间电荷。负空间电荷由于浓度小，对外电场的影响不大，而正空间电荷将使电场畸变。棒极附近的电场得到增强，因而自持放电条件易于得到满足、易于转入流柱而形成电晕放电。,而极性效应的另一个表现，就是间隙击穿电压的不同。随着电压升高，在紧贴棒极附近，形成流注，产生电晕；以后在不同极性下空间电荷对放电的进一步发展所起的影响就和对电晕起始的影响相异了。,负极性下的击穿电压应较正极性时为高。,（2）自持放电阶段(流柱发展阶段)的极性效应,61,新

27、电子崩的电子吸引入流注头部正电荷区内，加强并延长流注通道，其尾部的正离子构成流注头部的正电荷 流注及其头部的正电荷使强电场区更向前移，促进流注通道进一步发展，逐渐向阴极推进 流柱连续快速发展,当棒具有正极性时,62,棒极的强电场区产生大量的电子崩，汇入围绕棒极的正空间电荷，等离子体层呈扩散状分布，削弱前方电场 在相当一段电压升高的范围内，电离只在棒极和等离子体层外沿之间的空间内发展 等离子体层前方电场足够强后，发展新电子崩，其正电荷加强等离子体层前沿的电场，形成了大量二次电子崩，汇集起来后使得等离子体层向阳极推进,当棒具有负极性时,空间电荷削弱放电区外部空间的电场，因此当电压进一步提高时，电晕

28、区不易向外扩展，气隙击穿将不顺利，因此负极性击穿电压比正极性高很多，完成击穿所需时间也长得多。,63,棒为负极性时击穿电压比正极性时高,外电压较低时，流注通道深入间隙一段距离后，就停止不前了，形成电晕放电或刷状放电 外电压足够高时，流注通道将一直达到另一电极，从而导致间隙完全击穿,结论：,短间隙的击穿过程（以棒板间隙为例） 随着加在间隙上电压的提高，间隙中的放电过程为：,棒 板间隙极性效应1： 正极性电晕起始电压高；负极性电晕起始电压低,棒 板间隙极性效应 2： 正极性击穿电压低；负极性击穿电压高,3 长间隙击穿过程（1米）,先导放电：流注通道发展到足够长度后，较多的电子循通道流向电极，使流注

29、根部温度升高，出现热电离过程，这个具有热电离过程的热等离子体通道称为先导通道。,气隙较长时，存在某种新的、不同性质的放电过程。,长气隙（d 1m）的击穿,气隙较长时，存在某种新的、不同 性质的先导放电过程。,1)、正先导过程,短间隙：整个间隙被流注贯穿后形成炙热导电通道。 长间隙：在放电发展过程中建立起导电通道。 结论：长间隙击穿的平均场强远小于短间隙击穿的平均场强。,2)、负先导过程,特点： 负先导通道的前进具有分级的特征，先导电流波形分段出现峰值。 负先导过程速度为正先导过程的1/51/3。 负先导过程接近贯穿时，从“板”极（阳极）会发出迎面放电现象（迎面先导）。,为什么？,3)、迎面先导

30、,特点： 负下行先导容易产生迎面先导 初始阶段有多个迎面先导，发展最快地将屏蔽其余迎面先导 正下行先导产生迎面先导困难,负下行先导头部平均场强约13kV/cm 正下行先导头部平均场强约5kV/cm 先导通道：高导电性、小轴向场强,流注通道电子被阳极吸引 电子浓度 电流 流注中热电离 电导，电流 流注变成高电导的等离子体（先导） 电场新流注先导不断推进。,先导放电 特点：电子通过通道根部时由于剧烈的摩擦产生的热电离过程 先导加强了前方电场，引起新的流注，使其进一步伸展并逐级推进 主放电 当先导贯穿两极，导致沿先导通道向反方向扩展到棒极的主放电和最终击穿,特点： 先导通道电离加强、更为明亮、电导增

31、大、场强低 头部场强高，引起新的流注，使通道不断延伸 在流注通道还不足于贯通整个间隙的电压下，仍可能发展起击穿过程 长空气间隙的平均击穿场强远低于短间隙，使击穿电压与间隙距离之间的关系呈饱和趋势,4)、主放电过程,与板极异号电荷迅速流入板极 与板极同号电荷与通道中的电荷（与棒极同极性）中和 中和过程向上扩展到棒极，称为主放电阶段,贯穿两极的通道变为：温度很高，电导很大，轴向场强很小的等离子体火花通道（如电源功率足够，则转为电弧通道）。,补充：长气隙的预放电,当气隙距离较长时，即使所加电压尚远不足以将整个气隙击穿，也会从曲率半径较小的电极出发，向气隙深处空间发展各种形式的放电。,电 压 增 加,电子崩式电晕 特点： 均匀、稳定