高电压是技术ppt111

1、1.1 气体放电的基本物理过程 高压电气设备中的绝缘介质有气体、液体、固体以及其它复合介质。由于气体绝缘介质不存在老化的问题，在击穿后也有完全的绝缘自恢复特性，再加上其成本非常廉价，因此气体成为了在实际应用中最常见的绝缘介质。 气体击穿过程的理论研究虽然还不完善，但是相对于其他几种绝缘材料来说最为完整。因此，高电压绝缘的论述一般都由气体绝缘开始。 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返回1.1.1 带电质点的产生气体放电是对气体中流通电流的各种形式统称。 由于空气中存在来自空间

2、的辐射，气体会发生微弱的电离而产生少量的带电质点。正常状态下气体的电导很小，空气还是性能优良的绝缘体； 在出现大量带电质点的情况下，气体才会丧失绝缘性能。 1、气体中电子与正离子的产生 电离是指电子脱离原子核的束缚而形成自由电子和正离子的过程。电离可一次完成，也可以是先激励再电离的分级电离方式。 电离方式可分为 ： 热电离 光电离 碰撞电离 分级电离电子在电场中的运动轨迹 视频链接（1）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。 下图为不同温度下空气和 气体的热电离程度。图1-1 不同温度下空气和气体的热电离程度6SF（2）光电

3、离当满足以下条件时，产生光电离iWhc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气体放电本身(1-2)（3）碰撞电离 电子或离子在电场作用下加速所获得的动能（ ）与质点电荷量(e)、电场强度（ ）以及碰撞前的行程( )有关即 (1-3)eExmv221221mvExieExW式中： ：电子的电荷量； ：外电场强度； ：电子移动的距离 eEx(1-4) 高速运动的质点与中性的原子或分子碰撞时，如原子或分子获得的能量等于或大于其电离能，则会发生电离。 因此，电离条件为 为使碰撞能导致电离，质点在碰撞前必须经过的距离为：EUEqWxieii式中 为气体的电离电位，在数

4、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(1-4)（4）分级电离 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强场发射热电子发射2、电极表面的电子逸出逸出功使电子从金属表面逸出需要的能量。 不同金属的逸出功不同，如表1-2所示： 电子从电极表面逸出所需的能量可通过下述途径获得 ：（1）正离子撞击阴极 （2）光电子发射 （3）强场发射 （4）热电子发射 3、气体中负离子的形成 附着：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离子和新电子，也可能发生电子

5、附着过程而形成负离子。 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。 电子亲合能：使基态的气体原子获得一个电子形成负离子时所放出的能量，其值越大则越易形成负离子。 电子亲合能未考虑原子在分子中的成键作用，为了说明原子在分子中吸引电子的能力，在化学中引入电负性概念。 电负性：一个无量纲的数，其值越大表明原子在分子中吸引电子的能力越大 。表l-3列出了卤族元素的电子亲合能与电负性数值 返回1.1.2 带电质点的消失带电质点的消失可能有以下几种情况： 带电质点受电场力的作用流入电极 ；带电质点因扩散而逸出气体放电空间；带电质点的复合。 复合复合

6、：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。带电质点的复合 返回1.1.3 电子崩与汤逊理论 气体放电现象与规律因气体的种类、气压和间隙中电场的均匀度而异。 但气体放电都有从电子碰撞电离开始发展到电子崩的阶段。 （1）非自持放电和自持放电的不同特点 宇宙射线和放射性物质的射线会使气体发生微弱的电离而产生少量带电质点；另一方面、负带电质点又在不断复合，使气体空间存在一定浓度的带电质点。因此，在气隙的电极间施加电压

7、时，可检测到微小的电流。1、放电的电子崩阶段 由图1-3可见， （1）在I-U曲线的OA段：气隙电流随外施电压的提高而增大，这是因为带电质点向电极运动的速度加快导致复合率减小。当电压接近 时，电流趋于饱和，因为此时由外电离因素产生的带电质点全部进入电极，所以电流值仅取决于外电离因素的强弱而与电压无关图13 气体间隙中电流与外施电压的关系AU （2）在I-U曲线的B、C点：电压升高至 时，电流又开始增大，这是由于电子碰撞电离引起的，因为此时电子在电场作用下已积累起足以引起碰撞电离的动能。电压继续升高至 时，电流急剧上升，说明放电过程又进入了一个新的阶段。此时气隙转入良好的导电状态，即气体发生了击

8、穿。图13 气体间隙中电流与外施电压的关系BU0U（3）在I-U曲线的BC段： 虽然电流增长很快，但电流值仍很小，一般在微安级，且此时气体中的电流仍要靠外电离因素来维持，一旦去除外电离因素，气隙电流将消失。图13 气体间隙中电流与外施电压的关系 0U 因此，外施电压小于 时的放电是非自持放电。电压达到 后，电流剧增，且此时间隙中电离过程只靠外施电压已能维持，不再需要外电离因素了。外施电压达到 后的放电称为自持放电， 称为放电的起始电压。0U0U0U0U（2）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

9、始电子和新电子继续向阳极运动，又会引起新的碰撞电离，产生更多电子。图14 电子崩的示意图 视频链接电子崩的演示 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。 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。 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。图15 计算间隙中电子数增长的示意图 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。根据碰撞电离系数

10、的定义，可得：分离变量并积分之，可得：xdxenn00(1-7)(1-8) 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(1-9)xndnd抵达阳极的电子数应为：daenn0(1-10) 1(00daennnn 将式(1-8)的等号两侧乘以电子的电荷 ，即得电流关系式：eq途中新增加的电子数或正离子数应为：(1-11)deII0式(1-12)中，eqnI00(1-12) 式(1-12) 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。00IIdeII0（3）影响碰撞电离系数的因素(

11、1-13)若电子的平均自由行程为 ，则在1cm长度内一个电子的平均碰撞次数为 。1设在处有个电子沿电力线方向运动，行经距离时还剩下个电子未发生过碰撞，则在到这一距离中发生碰撞的电子数应为dxndn 由上式积分得：/0 xenn 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：iexeEUexeeieiee11(1-14) 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(1-15)当气温 不变时，式(1-14)即可改写为：T式中A、B是两个与气体种类有关的常数。EBp

12、Ape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(1-16) 所以，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。ee2、汤逊理论 前述已知，只有电子崩过程是不会发生自持放电的。要达到自持放电的条件，必须在气隙内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。 实验现象表明，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

13、。pdpdpd（1） 过程与自持放电条件 由于阴极材料的表面逸出功比气体分子的电离能小很多，因而正离子碰撞阴极较易使阴极释放出电子。此外正负离子复合时，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。 为此引入系数。 设外界光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 个。因在对 系数进行讨论时已假设每次电离撞出一个正离子，故电极空间共有（ 1）个正离子。由系数 的定义，此（ 1）个正离子在到达阴极表面时可撞出 （ 1）个新电子，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。dededed

14、e自持放电条件为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 此条件物理概念十分清楚，即一个电子在自己进入阳极后可以由 及 过程在阴极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。(1-21)（2）汤逊放电理论的适用范围 汤逊理论是在低气压、 较小的条件下在放电实验的基础上建立的。 过小或过大，放电机理将出现变化，汤逊理论就不再适用了。dd 过小时，气压极低( 过小在实际上是不可能的)， 过小， 远大于 ，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

15、用，击穿电压将不再增加。d/dd 过大时，气压高，或距离大，这时气体击穿的很多实验现象无法全部在汤逊理论范围内给以解释：放电外形；放电时间；击穿电压；阴极材料。d 因此，通常认为， 0.26 cm(pd200 cm mmHg)时，击穿过程将发生变化，汤逊理论的计算结果不再适用，但其碰撞电离的基本原理仍是普遍有效的。d返回1.1.4 巴申定律与适用范围 早在汤逊理论出现之前，巴申(Paschen)就于1889年从大量的实验中总结出了击穿电压 与 的关系曲线，称为巴申定律，即bupd)(pdfUb (1-23)1、巴申定律图1-7给出了空气间隙的 与 的关系曲线。从图中可见，首先， 并不仅仅由 决

16、定，而是 的函数；其次 不是 的单调函数，而是U型曲线，有极小值。pdfubbupdbudpdbupd图1-7 实验求得的均匀场不同气体间隙 曲线 不同气体，其巴申曲线上的最低击穿电压 ，以及使 的 值 各不相同。对空气， 的极小值为 。min,bUmin,bbUu mindbuVUb325min,此极小值出现在 cm时，即 的极小值不是出现在常压下，而是出现在低气压，即空气相对密度很小的情况下。575 10ddbupdfub图1-7 实验求得的均匀场不同气体间隙 曲线返回1.1.5 不均匀电场中的气体放电 电气设备中很少有均匀电场的情况。但对不均匀电场还要区分两种不同的情况，即稍不均匀电场和

17、极不均匀电场。全封闭组合电器(GIS)的母线筒和高压实验室中测量电压用的球间隙是典型的稍不均匀电场；高压输电线之间的空气绝缘和实验室中高压发生器的输出端对墙的空气绝缘则属于极不均匀电场。1. 稍不均匀电场和极不均匀电场的特点与划分 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，可引入一个电场不均匀系数f，表示为：vEEfmax:最大电场强度vE:平均电场强度dUEvf4属不均匀电场。(1-26)maxE2. 极不均匀电场的电晕放电（1）电晕放电 在极不均匀场中，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

18、薄薄的发光层，这种放电现象称为电晕。 电晕放电是极不均匀电场所特有的一种自持放电形式。开始出现电晕时的电压称为电晕起始电压 ，而此时电极表面的场强称为电晕起始场强 。cUcE 根据电晕层放电的特点，可分为两种形式：电子崩形式和流注形式。 当起晕电极的曲率很大时，电晕层很薄，且比较均匀，放电电流比较稳定，自持放电采取汤逊放电的形式，即出现电子崩式的电晕。随着电压升高，电晕层不断扩大，个别电子崩形成流注，出现放电的脉冲现象，开始转入流注形式的电晕放电。 若电极曲率半径加大，则电晕一开始就很强烈，一出现就形成流注的形式。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

19、致间隙完全击穿。冲击电压下，电压上升极快，因此电晕从一开始就具有流注的形式。爆发电晕时能听到声，看到光，嗅到臭氧味，并能测到电流。（2）电晕放电的起始场强 电晕放电的起始场强一般由实验总结出的经验公式来计算，电晕的产生主要取决于电极表面的场强，所以研究电晕起始场强 和各种因素间的关系更直接。cE 对于输电线路的导线，在标准大气压下其电晕起始场强 的经验表达式为（此处指导线的表面场强，交流电压下用峰值表示）：cE)3 . 01 (30rEc式中r导线半径，cm。(1-28)kV/cm 式（1-28）说明导线半径 r 越小则 值越大。因为r越小，则电场就越不均匀，也就是间隙中场强随着其离导线的距离

20、增加而下降得更快，而碰撞电离系数 随离导线距离的增加而减小得越快。所以输电线路起始电晕条件为:cEKdxcx0 式中 起始电晕层的厚度， 时 。cxcxx 0 可见电场越不均匀，要满足式(1-29)时导线表面场强应越高。 式(1-28)表明，当 r 时， =30kV/cm。cE(1-29) 而对于非标准大气条件，则进行气体密度修正以后的表达式为rEc3 . 0130 式中 气体相对密度(1-30) 实际上导线表面并不光滑，所以对于绞线要考虑导线的表面粗糙系数 。此外对于雨雪等使导线表面偏离理想状态的因素（雨水的水滴使导线表面形成突起的导电物）可用系数 加以考虑。1m2mkV/cm 理想光滑导线

21、 1，绞线 0.80.9，好天气时 可按0.8估算。算得 后就不难根据电极布置求得电晕起始电压 。例如，对于离地高度为 h 的单根导线可写出1m1m2mcEcUrhrEUcc2ln 对于距离为 d 的两根平行导线（ ）则可写出rd rdrEUccln2(1-32)(1-33)rmmEc3 . 013021 此时式（1-30）则写为(1-31)kV/cm（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。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

22、电视广播产生干扰。电晕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。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。（4）极不均匀电场中放电的极性效应 在电晕放电时，空间电荷对放电的影响已得到关注。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。棒板间隙这种典型的极不均匀场图18

23、正棒负板间隙中非自持放电阶段空间电荷对外电场畸变作用 外电场 空间电荷电场exEspE 当棒具有正极性时，间隙中出现的电子向棒运动，进入强电场区，开始引起电离现象而形成电子崩，如图1-8（a）所示。随着电压的逐渐上升，到形成自持放电爆发电晕之前，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，如图1-8（b）所示。这样就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。因此，棒极附近的电场被削弱，难以形成流注，这就使得放电难以得到自持。 当棒具有负极性时，阴极表面形成的电子立即进入强电场

24、区，造成电子崩，如图1-9（a）所示。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，面以越来越慢的速度向阳极运动。一部分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。图19 负棒正板间隙中非自持放电阶段空间电荷对外电场的畸变作用 外电场 空间电荷电场exEspE 电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，如图1-9（b）所示。图19 负棒正板间隙中非自持放电阶段空间电荷对外电场的畸变作用 外电场 空间电荷电场exEspE 负空间电荷由于浓度小，

25、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满足、易于转入流注而形成电晕放电。图110 两种极性下棒板间隙的电场分布图 （a）正棒负板 （b）负棒正板 -电场场强 棒极到板极的距离Ex 图1-10是两种极性下棒板间隙的电场分布图，其中曲线1为外电场分布，曲线2为经过空间电荷畸变以后的电场。 通过实验已证明，棒板间隙中棒为正极性时电晕起始电压比负极性时略高。 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。（5）长间隙击穿过程 在间隙距离较长时，存在某种新的、不同性质的放电过程，称为先导放电。长间隙放电电压的饱和现象可由先导放电现象作出解释。 长间隙的放电大致可分为先导放电和主放电两个阶段，在先导放电阶段中包括电子崩和流注的形成及发展过程。不太长间隙的放电没有先导放电阶段、只分为电子崩、流注和主放电阶段。3. 稍不均匀电场中的极性效应 稍不均匀电场意味着电场还比较均匀，高场强区电子电离系数 达足够数值时，间隙中很大一部分区域中的 也达到相当值，起始电子