电介质的电气强PPT课件

1、 在电气设备中:外绝缘：一般由气体介质(空气)和固体介质(绝缘子)联合构成内绝缘：一般由固体介质和液体介质联合构成第1页/共143页 在电气作用下，电介质中出现的电气现象可分为两大类:弱电场电场强度比击穿场强小得多对应物理现象：极化、电导、介质损耗等强电场电场强度等于或大于放电起始场强或击穿场强对应物理现象：放电、闪络、击穿等第2页/共143页第一章 气体放电的基本物理过程1. 研究气体放电的目的 了解气体在高电压（强电场）作用下逐步由电介质演变成导体的物理过程 掌握气体介质的电气强度及其提高方法2. 了解电气设备中常用气体介质 空气、压缩的高电气强度气体（如SF6）第3页/共143页第一节

2、带电粒子的产生和消失 带电粒子在气体中的运动 带电粒子的产生 负离子的形成 带电粒子的消失第4页/共143页一、带电粒子在气体中的运动（一）自由行程长度 当气体中存在电场时，粒子进行热运动和沿电场定向运动（如图1-1所示）第5页/共143页 各种粒子在气体中运动时不断地互相碰撞，任一粒子在1cm的行程中所遭遇的碰撞次数与气体分子的半径和密度有关。 单位行程中的碰撞次数Z的倒数 即为该粒子的平均自由行程长度。第6页/共143页可见粒子实际自由行程长度大于或等于平均自由行程长度的概率是36.8%。xexP)(1-1) 粒子的自由行程等于或大于某一距离x的概率为：粒子平均自由行程长度第7页/共143

3、页由气体动力学可知，电子平均自由行程长度Nre21(1-2)式中： r：气体分子半径 N：气体分子密度第8页/共143页大气压和常温下平均自由行程长度数量级为10-5cm kTpN 由于代入(1-2)得到下式：prkTe2(1-3)式中： p：气压 T：气温 k：波尔兹曼常数第9页/共143页（二）带电粒子的迁移率Ek/(1-4)：带电粒子运动的速度E：电场强度设 比例系数 称为迁移率，它表示单位场强下（1V/m)带电粒子沿电场方向的漂移速度。k第10页/共143页 电子的平均自由行程长度比离子大得多 电子的质量比离子小得多 因此电子更易加速，电子的迁移率远大于离子。第11页/共143页（三）

4、扩散 热运动中，粒子从浓度较大的区域运动到浓度较小的区域，从而使分布均匀化，这种过程称为扩散。气压越低 温度越高扩散进行得越快 电子的热运动速度大、自由行程长度大，所以其扩散速度比离子快得多。第12页/共143页二、带电粒子的产生 产生带电粒子的物理过程称为电离，是气体放电的首要前提。 当原子获得外部能量，一个或若干个电子有可能转移到离核较远的轨道上去，该现象称为激励。 使基态原子或分子中结合最松弛的那个电子电离出来所需要的最小能量称为电离能。第13页/共143页（一）光电离当满足以下条件时，产生光电离iWhc(1-5)式中： ：光的波长； ：光速； ：气体的电离能ciW光子来源外界高能辐射线

5、 气体放电本身第14页/共143页（二）热电离常温下，气体分子发生热电离的概率极小。气体中发生电离的分子数与总分子数的比值m称为该气体的电离度。 第15页/共143页 由图所示： 当t10000K时，才需考虑热电离； 当t20000K时，几乎全部的分子都处于热 电离状态第16页/共143页（三）碰撞电离电子获得加速后和气体分子碰撞时，把动能传给后者引起碰撞电离。电子在场强为E的电场中移过x距离时获得的动能为：ExqmvWe221式中meq：电子的质量：电子的电荷量第17页/共143页 如果 大于或等于气体分子的电离能 ，该电子就有足够的能量完成碰撞电离。 由此可得碰撞电离时应满足以下条件：Wi

6、WieWExq式中： ：电子的电荷量； ：外电场强度； ：电子移动的距离 eqEx第18页/共143页 电子为造成碰撞电离而必须飞越的最小距离为：EUEqWxieii式中 为气体的电离电位，在数值上与以eV为单位的 相等iUiW 的大小取决于场强E，增大气体中的场强将使 值减少。可见提高外加电压将使碰撞电离的概率和强度增大。ixix第19页/共143页（四）电极表面的电离（四）电极表面的电离 当逸出功电离能时，阴极表面电离可在下列情况下发生： 正离子撞击阴极表面 光电子发射 热电子发射 强场发射第20页/共143页三、负离子的形成 附着：当电子与气体分子碰撞时，不但有可能引起碰撞电离而产生出正

7、离子和新电子，而且也可能会发生电子与中性分子相结合形成负离子的情况。 负离子的形成并未使气体中带电粒子的数目改变，但却能使自由电子数减少，因而对气体放电的发展起抑制作用。第21页/共143页四、带电粒子的消失四、带电粒子的消失 带电粒子的消失可能有以下几种情况： 带电粒子在电场的驱动下做定向运动，在到达电极时，消失于电极上而形成外电路中的电流； 带电粒子因扩散而逸出气体放电空间； 带电粒子的复合。第22页/共143页 复合：当气体中带异号电荷的粒子相遇时，有可能发生电荷的传递与中和，这种现象称为复合。 复合可能发生在电子和正离子之间，称为电子复合，其结果是产生一个中性分子； 复合也可能发生在正

8、离子和负离子之间，称为离子复合，其结果是产生两个中性分子。第23页/共143页带电粒子在空气中运动的表征 o自由行程长度 o带电离子的迁移率 o扩散 带电粒子产生和消失的物理过程 o光电离 o热电离 o碰撞电离 o电极表面的电离第24页/共143页 负离子的形成 电子的附着形成负离子 带电离子的消失第25页/共143页第二节 电子崩电子崩(electron avalanche)的形成过程 碰撞电离和电子崩引起的电流 碰撞电离系数第26页/共143页 气体放电的现象与发展规律与气体种类、气压大小、气隙中的电场型式、电源容量等一系列因素有关。 但无论何种气体放电都一定有一个电子碰撞电离导致电子崩的

9、阶段，它在所加电压达到一定数值时出现。第27页/共143页各种高能辐射线（外界电离因子）引起： 阴极表面光电离 气体中的空间光电离 因此：空气中存在一定浓度的带电离子第28页/共143页 解释气体放电机制的最早理论。由英国物理学家汤逊于1903年提出。汤逊在实验中发现，当两平板电极之间所加电压增大到一定值时，极板间隙的气体中出现连接两个电极的放电通道，使原来绝缘的气体变成电导很高的气体，有放电电流通过，间隙被击穿。汤逊用气体电离的概念解释这一现象。 汤逊理论只适用于气压比较低、气压与极距的乘积(Pn)比较小的情况。第29页/共143页图1-3表示实验所得平板电极(均匀电场)气体中的电流I与所加

10、电压的关系：即伏安特性。第30页/共143页在曲线 段， 随 的提高而增大，这是由于电极空间的带电粒子向电极运动加速而导致复合数的减少所致。a0IU第31页/共143页当电压接近 时，电流趋向于饱和值 ，因为这时外界电离因子所产生的带电粒子几乎能全部抵达电极，所以电流值仅取决于电离因子的强弱而与所加电压无关。aU0I第32页/共143页当电压提高到 时，电流又开始随电压的升高而增大，这是由于气隙中出现碰撞电离和电子崩。bU第33页/共143页一 电子崩的形成 外界电离因子在阴极附近产生了一个初始电子，如果空间电场强度足够大，该电子在向阳极运动时就会引起碰撞电离，产生一个新的电子，初始电子和新电

11、子继续向阳极运动，又会引起新的碰撞电离，产生更多电子。 第34页/共143页 依此，电子将按照几何级数不断增多，类似雪崩似地发展，这种急剧增大的空间电子流被称为电子崩。 第35页/共143页二 电子崩形成的电流 为了分析碰撞电离和电子崩引起的电流，引入： 电子碰撞电离系数 。:表示一个电子沿电场方向运动1cm的行程 所完成的碰撞电离次数平均值。第36页/共143页 如图1-5为平板电极气隙，板内电场均匀，设外界电离因子每秒钟使阴极表面发射出来的初始电子数为n0。第37页/共143页 由于碰撞电离和电子崩的结果，在它们到达x处时，电子数已增加为n，这n个电子在dx的距离中又会产生dn个新电子。第

12、38页/共143页根据碰撞电离系数 的定义，可得：ndxdn分离变量并积分之xdxenn00第39页/共143页 对于均匀电场来说，气隙中各点的电场强度相同， 值不随x而变化，所以上式可写成：xenn0抵达阳极的电子数应为：daenn0(1-7)第40页/共143页途中新增加的电子数或正离子数应为：) 1(00daennnn(1-8) 将式(1-7)的等号两侧乘以电子的电荷 ，即得电流关系式：eqdeII0(1-9)式(1-9)中，eqnI00第41页/共143页 式(1-9) 表明：虽然电子崩电流按指数规律随极间距离d而增大，但这时放电还不能自持，因为一旦除去外界电离因子(令 )， 即变为零

13、。00IIdeII0第42页/共143页三 碰撞电离系数 设电子平均自由行程为 ，电子运动1cm距离内将与气体分子发生 次碰撞。 只有电子积累的动能大于分子电离能 时,才产生电离，此时分子至少运动的距离为：ee/1iWEUEqWxieii第43页/共143页 由第一节公式，实际自由行程长度等于或大于xi的 概率为 ，所以也就是碰撞电离的概率。 根据碰撞电离系数 的定义，即可得出：eixeEUexeeieiee11(1-10)第44页/共143页 由第一节公式 内容可知，电子的平均自由长度 与气温 成正比、与气压 成反比，即：TprkTe2eppTe第45页/共143页当气温 不变时，式(1-1

14、0)即可改写为：T式中A、B是两个与气体种类有关的常数。EBpApe(1-11)由上式不难看出： 电场强度E增大时， 急剧增大; 很大或很小时， 都比较小。p第46页/共143页 在高气压和高真空下，气隙不易发生放电现象，具有较高的电气强度。高气压时， 很小，单位长度上的碰撞次数很多，但能引起电离的概率很小； 低气压和真空时， 很大，总的碰撞次数少，所以 也比较小。ee第47页/共143页小 结所有气体放电都有一个电子碰撞电离导致电子崩的阶段； 电子崩将产生急剧增大的空间电子流； 在高气压和高真空的条件下，气隙都不易发生放电现象。第48页/共143页第三节 自持放电条件 自持放电的形成 自持放

15、电的条件 自持放电的物理含义第49页/共143页I如上节图1-3所示，当气隙电压大于 时，电流 随电压 的增大不再遵循cUUdeII0 的规律，而是更快一些，这时又出现了促进放电的新因素，这就是受正离子的影响。第50页/共143页 在电场作用下，正离子向阴极运动，由于它的平均自由行程长度较短，不易积累动能，所以很难使气体分子发生碰撞电离。 当正离子撞击阴极表面时却有可能引起表面电离而拉出电子，部分电子和正离子复合，其余部分则向着阳极运动和形成新的电子崩。第51页/共143页 如果电压足够大，初始电子崩中的正离子在阴极上产生出来的新电子等于或大于 ，即使除去外界电离因子的作用，放电也不会停止。这

16、就变成了自持放电。0n第52页/共143页二 自持放电的条件 由自持放电的概念出发，可推出当满足以下条件时，会发生自持放电：(1-8) 1) 1(de ：一个正离子撞击到阴极表面时产生出来的二次电子数 ：电子碰撞电离系数：两极板距离d第53页/共143页三 自持放电的物理含义 如果(1-8)等于1，就意味着那个初始电子有一个后继电子，放电得以自持。 一个电子从阴极到阳极途中因电子崩而造成的正离子数为：1de正离子在阴极造成的二次自由电子数为：) 1(de第54页/共143页如果自持放电条件满足时，会形成下图的闭环部分：第55页/共143页小 结当除去外界电离因子的作用，放电不会停止，此时即为自

17、持放电； 自持放电是由初始电子崩中的正离子撞击阴极表面产生多余电子形成的； 自持放电的条件为：1) 1(de第56页/共143页巴申定律 巴申曲线第四节 起始电压与气压的关系 第57页/共143页)1ln()(ln)(10rpdApdBU(1-9) 利用汤逊理论的自持放电条件 以及碰撞电离系数 与气压 、电场强度 的关系式(当气温 不变时)，并考虑到均匀电场中自持放电起始场强 （式中 为起始电压，可得以下关系：1) 1(depE0UdUE00T第58页/共143页（110）)(pdfUb 上式所示规律在汤逊理论提出之前就由物理学家巴申从实验中得出，称为巴申定律。 由于均匀电场气隙的击穿电压 等

18、于它的自持放电起始电压 ，上式表明：均匀电场气隙的击穿电压满足下式： 0UbU第59页/共143页 图1-7为由式1-10所绘出的曲线，称为巴申曲线。 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，则极间距离不等的气隙击穿电压却彼此相等。图1-7均匀电场中空气的巴申曲线第60页/共143页 由巴申曲线可知，当极间距离d不变时提高气压或降低气压到真空，都可以提高气隙的击穿电压，这一概念具有十分重要的实用意义。图1-7均匀电场中空气的巴申曲线第61页/共143页 应当指出，上述巴申定律是在气温T保持不变时得出的。在气温T并非恒定的情况下，式1-17应改为：)( dFUb(

19、1-18)式中 ：气体的相对密度，即实际气体密度与标准大气条件下的密度之比，可见：TppTTpss9 . 2sp=101.3kPasT=293K标准大气条件：第62页/共143页小 结同温时均匀电场下气体起始放电电压是pd乘积的函数； 提高气压或降低气压到高度真空，都能提高气隙的击穿电压。第63页/共143页第五节 气体放电的流注理论 流注的形成过程 流注的条件第64页/共143页 前面汤逊放电理论所讨论的是低气压、短气隙的情况，但在高气压（101.3kPa或更高）、长气隙的情况 26.66kPa cm(200mmHg cm)，汤逊理论将不适用。pd 以自然界的雷电为例，它发生在两块雷云之间或

20、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本无关。第65页/共143页 气体放电流注理论以实验为基础，它考虑了高气压、长气隙情况下不容忽视的若干因素对气体放电的影响，主要有以下两方面：空间电荷对原有电场的影响 空间光电离的作用第66页/共143页（一）空间电荷对原有电场的影响 电子崩头部聚集大部分正离子和全部电子，产生了电场畸变； 在电场很小的区域，电子和离子浓度最大，有利于完成复合； 强烈的复合辐射出许多光子，成为引发新的空间光电离辐射源。如图所示：第67页/共143页（二）空间光电离的作用 考虑初始电子崩头部成为辐射源，会向气隙空间各处发射光子而引起光电离。

21、汤逊理论没有考虑放电本身所引发的空间光电离现象，而这一因素在高气压、长气隙的击穿过程中起着重要的作用。 第68页/共143页 如图所示：如果这时产生的光子位于崩头前方和崩尾附近的强场强区，则造成的二次电子崩将以更大的电离强度向阳极发展或汇入崩尾的正离子群中。第69页/共143页 这些电离强度和发展速度远大于初始电子崩的二次电子崩不断汇入初崩通道的过程称为流注。 第70页/共143页流注条件 流注的特点是电离强度很大和传播速度很快，出现流注后，放电便获得独立继续发展的能力，而不再依赖外界电离因子的作用，可见这时出现流注的条件也就是自持放电的条件。 流注时初崩头部的空间电荷必须达到某一个临界值。对

22、均匀电场来说，自持放电条件为： de常数d常数或第71页/共143页实验研究所得出的常数值为：20d或810de 可见初崩头部的电子数要达到108时，放电才能转为自持，出现流注。第72页/共143页小 结流注理论考虑了以下因素 o空间电荷对原有电场的影响 o空间光电离的作用 流注理论适用于高气压、长气隙下的放电第73页/共143页第六节 不均匀电场中的放电过程稍不均匀电场和极不均匀电场的放电特征 电晕放电 极不均匀电场的放电过程第74页/共143页一、稍不均匀电场和极不均匀电场的放电特征 均匀电场是一种少有的特例，在实际电力设施中常见的却是不均匀电场。为了描述各种结构的电场不均匀程度，可引入一

23、个电场不均匀系数f，表示为：vEEfmaxEmax：最大电场强度 vE:平均电场强度 dUEvf4属不均匀电场。第75页/共143页二、电晕放电 由于电场强度沿气隙的分布极不均匀，因而当所加电压达到某一临界值时，曲率半径较小的电极附近空间的电场强度首先达到了起始场强E0，因而在这个局部区域出现碰撞电离和电子崩，甚至出现流注，这种仅仅发生在强场区（小曲率半径电极附近空间）的局部放电称为电晕放电。第76页/共143页电晕放电的起始电压一般用经验公式来推算，流传最广的是皮克公式，电晕起始场强近似为：)/)(3 . 01 (30cmkVrmEcm导线表面粗糙系数 ，光滑导线 ， 绞线的9 . 08 .

24、 0m空气相对密度； r 导线半径（cm） 1m第77页/共143页 在雨、雪、雾天气时，导线表面会出现许多水滴，它们在强电场和重力的作用下，将克服本身的表面张力而被拉成锥形，从而使导线表面的电场发生变化，结果在较低的电压和电场强度下就会出现电晕放电。第78页/共143页 电晕放电引起的光、声、热等效应使空气发生化学反应，都会消耗一定的能量。电晕损耗是超高压输电线路设计时必须考虑的因素，坏天气时电晕损耗要比好天气时大得多。电晕放电的危害第79页/共143页电晕放电中，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。电晕放电还会产生可闻噪声，并

25、有可能超出环境保护所容许的标准。第80页/共143页降低电晕的方法： 从根本上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。对于超高压和特高压线路的分裂线来说，找到最佳的分裂距，使导线表面最大电场强度值最小。第81页/共143页电晕放电的有利之处：在列举电晕放电所引起的危害之后，也应提到它有利的一面，例如： 在输电线上传播的雷电电压波因电晕放电而衰减其幅值和降低其波前陡度。 操作过电压的幅值也会受到电晕的抑制。 电晕放电还在除尘器、静电喷涂装置、臭氧发生器等工业设施中得到广泛应用。第82页/共143页三、极不

26、均匀电场的放电过程 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。极不均匀电场中的放电存在着明显的极性效应。第83页/共143页 决定极性要看表面电场较强的那个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。第84页/共143页 下面以电场极不均匀的“棒-板”气隙为例，从流注的概念出发，说明放电的：发展过程 极性效应第85页/共143页

27、（一）正极性 如图所示，棒极带正电位时，电子崩头部的电子到达棒极后即将被中和，棒极附近强场区内的电晕放电将在棒极附近空间留下许多正离子。 第86页/共143页这些正离子虽朝板极移动，但速度很慢而暂留在棒极附近。第87页/共143页 这些正空间电荷削弱了棒极附近的电场强度，而加强了正离子群外部空间的电场，因此当电压进一步提高，随着电晕放电区的扩展，强场区亦将逐渐向板极方向推进，因而放电的发展是顺利的。第88页/共143页（二）负极性 如图1-13（a）所示： 棒极负极性时，电子崩将由棒极表面出发向外发展，崩头的电子在离开强场（电晕）区后，虽不能再引起碰撞电离，但仍继续往板极运动。第89页/共14

28、3页在图1-13（b）中 ：留在棒极附近的也是大批正离子，这时它们将加强棒极表面附近的电场而削弱外围空间的电场，电场情况如图1-13（c）所示。第90页/共143页 所以，当电压进一步提高时，电晕区不易向外扩展，整个气隙击穿将是不顺利的，因而这时气隙的击穿电压要比正极性时高得多，完成击穿过程所需的时间也要比正极性时长得多。第91页/共143页输电线路和电气设备外绝缘的空气间隙大都属于极不均匀电场的情况，所以在工频高电压的作用下，击穿发生在外加电压为正极性的那半周内。在进行外绝缘的冲击电压实验时，也往往施加正极性冲击电压，因为此时电气强度较低。第92页/共143页小 结用不均匀系数来描述电场的不

29、均匀程度； 电晕放电是发生在小曲率半径电极附近的放电； 电场极不均匀的“棒-板”气隙，负极性击穿电压高于正极性击穿电压。 第93页/共143页第七节 放电时间和冲击电压下的气隙击穿 放电时间 冲击电压波形的标准化 冲击电压下气隙的击穿特性 第94页/共143页一、放电时间 足够大的电场强度或足够高的电压 在气隙中存在能引起电子崩并导致流注和主放电的有效电子 需要有一定的时间，让放电得以逐步发展并完成击穿完成气隙击穿的三个必备条件：第95页/共143页 完成击穿所需放电时间是很短的（微秒级）： 直流电压、工频交流等持续作用的电压，满足上述三个条件不成问题； 当所加电压变化速度很快、作用时间很短的

30、冲击电压，因有效作用时间短，以微秒计，此时放电时间就变成一个重要因素。第96页/共143页放电时间的组成： 总放电时间 tb=t1+ts+tf 后面两个分量之和称为放电时延 tlag=ts+tf图1-14 放电时间的组成 第97页/共143页t1气隙在持续电压下的击穿电压为Us，为所加电压从0上升到Us的时间； ts从t1开始到气隙中出现第一个有效电子所需的时间称为统计时延ts； 图1-14 放电时间的组成 第98页/共143页tf出现有效电子后，引起碰撞电离，形成电子崩，发展到流注和主放电，最后完成气隙的击穿。这个过程需要的时间称为放电形成时延tf 。图1-14 放电时间的组成 第99页/共

31、143页放电时间tb和tlag放电时延的长短都与所加电压的幅值U有关，总的趋势是U越高，放电过程发展的越快，tb和tlag越短。tb和tf都具有统计性第100页/共143页二 冲击电压波形的标准化 （一）标准雷电冲击电压波 标准雷电冲击电压如下图所示：第101页/共143页T1视在波前时间； T2视在半峰值时间；Um冲击电压峰值第102页/共143页IEC和国标的规定为： T11.2 s 30 T250 s 20 一般写为1.2/50 s，有国家为1.5/40 s第103页/共143页（二）标准雷电截波 用来模拟雷电过电压引起气隙击穿或外绝缘闪络后所出现的截尾冲击波，如图所示。图1-16 雷电

32、截波 T1波前时间； Tc截断时间 IEC和国标规定为： T11.2s30 Tc =25s第104页/共143页（三）标准操作冲击电压波 图1-17 操作冲击试验电压波形（a）非周期性双指数冲击波；（b）衰减振荡波第105页/共143页Tcr波前时间； T2半峰值时间； Um冲击电压峰值IEC和国标规定为： Tcr250s20 T22500s60第106页/共143页三、冲击电压下气隙的击穿特性（一）50冲击击穿电压（ U50% ） 在工程实际中广泛采用击穿百分比为50时的电压（ U50% ）来表征气隙的冲击击穿特性。实际中，施加10次电压中有4-6次击穿了，这一电压即可认为是50冲击击穿电压

33、。第107页/共143页 U50%与Ur静态击穿电压的比值称为冲击系数均匀和稍不均匀电场下， 1; 极不均匀电场中, 1，冲击击穿电压的分散性也较大，其标准偏差可取3。第108页/共143页（二）伏秒特性 冲击击穿特性最好用电压和时间两个参量来表示，这种在“电压时间”坐标平面上形成的曲线，通常称为伏秒特性曲线，它表示该气隙的冲击击穿电压与放电时间的关系。如图1-18所示：图1-18 伏秒特性曲线的绘制方法示意图 第109页/共143页 实际的伏秒特性曲线如图1-19所示，是一个以上、下包线为界的带状区域。通常取50伏秒特性或平均伏秒特性曲线来表征一个气隙的冲击击穿特性。图1-19 伏秒特性带与

34、50伏秒特性1上包线； 250伏秒特性； 3下包线第110页/共143页随着时间的延伸，一切气隙的伏秒特性都趋于平坦，但特性曲线变平的时间却与气隙的电场形式有较大关系： 如图所示：均匀或稍不均匀电场的放电时延（间）短，因而其伏秒特性很快就变平了（例如1s处）；图1-20 均匀电场和不均匀电场气隙的 伏秒特性比较 1均匀电场； 2不均匀电场第111页/共143页 而极不均匀电场的放电时延（间）较长，因而其伏秒特性到达变平点的时间也就较长。图1-20 均匀电场和不均匀电场气隙的 伏秒特性比较 1均匀电场； 2不均匀电场第112页/共143页小 结 放电时间的组成为：tb=t1+ts+tf 冲击电压

35、波形的标准化 o标准雷电冲击电压波 o标准雷电截波 o标准操作冲击电压波 冲击电压下气隙的击穿特性 o采用击穿百分比为50时的电压来表征气隙的冲击击穿特性； o伏秒特性表征气隙的冲击击穿电压与放电时间的关系。 第113页/共143页第八节 沿面放电和污闪事故沿面放电概念 沿面放电的类型与特点 沿面放电电压的影响因素和提高方法 固体表面有水膜时的沿面放电 绝缘子染污状态下的沿面放电 污闪事故的对策第114页/共143页一、沿面放电概念沿面放电：沿着固体介质表面发展的气体放电现象。污 闪：沿着污染表面发展的闪络。 电力系统中绝缘子、套管等固体绝缘在机械上起固定作用，又在电气上起绝缘作用。其绝缘状况

36、关系到整个电力系统的可靠运行。绝缘功能的丧失可以分为以下两种情况：第115页/共143页固体介质击穿：一旦发生击穿，即意味着不可逆转地丧失绝缘功能。沿介质表面发生闪络：由于大多数绝缘子以电瓷、玻璃等硅酸盐材料组成，所以沿着它们的表面发生放电或闪络时，一般不会导致绝缘子的永久性损坏。电力系统的外绝缘，一般均为自恢复绝缘，因为绝缘子闪络或空气间隙击穿后，只要切除电源，它们的绝缘性能都能很快地自动彻底恢复。第116页/共143页表面放电的实验现象 沿固体介质表面的闪络电压不但比固体介质本身的击穿电压低得多，而且也比极间距离相同的纯气隙的击穿电压低不少。可见绝缘的实际水平取决于它的沿面闪络电压。它与设

37、备表面的干燥、潮湿或清洁、污染有较大关系。第117页/共143页二、沿面放电的类型与特点界面电场分布可分为3种典型情况，见图1-21第118页/共143页(a)固体介质处于均匀电场中，界面与电力线平行 (b)固体介质处于极不均匀电场中，且界面电场的垂直分量En 比平行于表面的切线分量Et要大得多第119页/共143页(c) 固体介质处于极不均匀电场中，但大部分界面上的电场切线分量Et大于垂直分量En第120页/共143页（一）均匀和稍不均匀电场中的沿面放电图121(a)平板电场电极间插入一块固体介质，沿面闪络电压比纯空气时下降很多，原因如下：第121页/共143页 固体介质与电极表面接触不良，存在小气隙 大气中的潮气吸附到固体介质的表面形成薄水膜，电极表面集聚了电荷，降低了闪络电压。 固体表面电阻的不均匀和粗糙不平也会造成电场畸变。第122页/共143页（二）极不均匀电场且具有强垂直分量时的沿面放电如图122 外施电压升高外施电压升高 电压超过某一值电压超过某一值 电压再升高一些电压再升高一些 电晕放电 辉光放电 滑闪放电 闪络 第123页/共143页 （三）极不均匀电场中垂直分量很弱时的沿面放电 平均闪络场强比均匀电场时低得多；