气体电解质的绝缘特性

1、气体电解质的绝缘特性第1页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四第一节 气体中带电质点的产生与消失一、气体电介质中带电粒子的产生 原子在外界因素作用下，获得足够大的能量，可使原子中的一个或几个电子完全摆脱原子核的束缚，形成自由电子和正离子，这个过程称为原子的电离。 气体原子的电离可由下列因素引起：电子或正离子与气体分子的碰撞；各种光辐射；高温下气体中的热能。强电场根据不同的电离因素，电离有以下几种形式： 1 碰撞电离 处在电场中的带电粒子，除了经常地作不规则的热运动、不断地与其它粒子发生碰撞外,还受电场力的作用，沿电场方向不断得到加速并积累动能。当具有足够能量的带电粒子与中性

2、气体分子碰撞时，就可能使气体分子产生电离。这种由碰撞而引起的电离称为碰撞电离。第2页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 2光电离 由光辐射引起的气体原子的电离称为光电离。光辐射的能量与波长有关，波长越短，能量越大。 3热电离 因气体热状态引起的电离过程，称为热电离。在常温下，气体质点的热运动所具有的平均动能远低于气体的电离能，因此不产生热电离。但是在高温下气体质点具有的动能足以导致气体原子的碰撞，产生碰撞电离。此外高温气体的热辐射也能导致光电离，因此热电离的本质仍是高速运动的气体分子的碰撞电离的与光电离。 4表面电离 在外界电离因素的作用下，电子可能从电极的表面释放，称为

3、表面电离或表面发射。电极发射电子所需要的能量叫逸出功。逸出功的大小与电极的材料和气体表面的状态有关，一般在15eV之间，它小于气体在空间的电离能，而和金属的温度基本无关。这说明从阴极发射电子比在空间使气体分子电离更容易。第3页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四二、气体介质中带电粒子的消失 气体中发生放电时，除了有不断形成带电粒子的电离过程外，还存在着相反的过程，即带电粒子的消失过程，它们将导致带电粒子从电离区域消失，或者削弱其产生电离的作用，这些过程通常叫做去电离过程。 1带电粒子受电场力的作用流入电极 带电粒子在与气体分子碰撞后虽会发生散射，但从宏观看是向电极方向作定向

4、运动。在一定电场强度E下，带电质点运动的平均速度将达到某个稳定值。 2带电粒子的扩散 气体中的带电粒子，经常处于不规则的热运动之中。如果不同区域中的带电粒子存在浓度差，则它们总的趋势是不断从高浓度区域移向低浓度区域，趋向于使各种带电粒子浓度变得均匀。这种现象称为带电粒子的扩散。第4页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 3带电粒子的复合 正离子与负离子或电子相遇，发生电荷的传递而互相中和，还原为中性分子的过程称为复合过程。复合可在气体空间进行，也可以在容器壁上发生。若放电空间离容器壁较远，则显然前者是主要的。 4附着效应 某些气体中的中性分子（或原子）具有较大的电子亲和力，

5、当电子与其碰撞时，便被其吸附而成为负离子，同时放出能量，这个过程称为气体的附着效应。容易附着电子形成负离子的气体称为电负性气体，如氧气、氯气、氟气、水蒸气、六氟化硫等都属于电负性气体。第5页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四第二节 汤逊理论和流柱理论一、汤逊理论 20世纪初，英国物理学家汤逊（Townsend）在均匀电场、低气压、短间隙的条件下进行了放电实验，提出了比较系统的理论和计算公式，解释了整个间隙的放电过程和击穿条件。虽然汤逊理论有很多不足，其适用范围也有很大的局限，但它描述的放电过程是很基本的，具有普遍意义。第6页，共46页，2022年，5月20日，23点56分

6、，星期四 1非自持放电和自持放电 气体放电可分为非自持放电和自持放电两种。必须借助外加电离因素才能维持的放电则称之为非自持放电。不需其它任何外加电离因素而仅由电场的作用就能维持的放电称为自持放电。 图11 平行板电极试验装置 图12 放电电流和电压的关系 图11所示的是汤逊的实验装置。在空气中放置两块平行板电极，用外部光源对阴极极板进行照射，并在两极间加上直流电压，则在两极之间形成均匀电场。当极间电压从零起逐渐升高时，得到电流和电压的关系如图12所示。 外加电压到达c点以前，间隙中的电流很小，且要依靠外界的电离因素来维持，此时的放电属于非自持放电；外加电压到达c点之后，气体间隙中发生了强烈的电

7、离，带电粒子的数量急增，此时间隙中的放电依靠电场的作用就可以维持，c点以后的放电属于自持放电。第7页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 汤逊放电理论 在外界电离因素的作用下，阴极产生光电子发射，使间隙中产生自由电子，这些电子就是放电的起始电子。这些起始电子在电场的作用下，由阴极奔向阳极，在这个过程中，电子不断被加速，动能不断积累，同时与中性粒子发生碰撞，当UUb后，电场很强，电子的动能达到足够大，有可能产生碰撞电离。如图12所示，当气体间隙上所加电压超过Ub后，电流迅速增大。电离新产生的电子和原有电子一起又从电场中获得动能，继续被加速，从而发生新的碰撞电离。这样就出现了一

8、个连锁反应的局面：一个起始电子从电场获得一定的动能后,碰撞电离出一个第二代电子；这两个电子作为新的起始电子从电场获得动能，又电离出两个新的第二代电子，这时间隙中已存在四个自由电子；这四个自由电子又作为新的起始电子继续发生碰撞电离；,这样一代一代不断地发展下去。间隙中的电子数目由1变为2，2变为4,，电子的数目迅速增加。这种电子数目迅速增加的过程，犹如高山的雪崩过程，因此被形象地称为电子崩，见图13。 图1-3 电子崩的电荷分布 图1-4 气体间隙的示意图第8页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 如图14所示，假设气体间隙的距离为d，由于某种外界电离因素，从阴极发出一个电子

9、。这个电子在向阳极运动过程中不断引起碰撞电离，电子数目越来越多，经过距离x后数目达到n，再经过距离dx，增加的电子数目为dn。通过数学积分得 n=ed （11） n是过程中包括起始电子在内的电子数。所以，自持放电的条件为： （ed1）1或 （12） 3巴申（Paschen）定律 当气体成分和电极材料一定时，气体间隙击穿电压（U0）是气压（P）和间隙距离（d）乘积的函数： U0=f（Pd） （13） 巴申定律给汤逊理论以实验支持，而汤逊理论给巴申定律以理论上的解释，两者相互映证。巴申曲线如图15。图15 某种气体的巴申曲线第9页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 4汤逊放电

10、理论的适用范围 汤逊理论是在低气压、Pd较小的条件下在放电实验的基础上建立的。Pd过小或过大，放电机理将出现变化，汤逊理论就不再适用了。 Pd过小时，气体极低（d过小实际是不可能的），电子的平均自由行程远大于间隙距离，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。 Pd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。 （1）放电外形：高气压时放电外形具有分支的细通道，而按照汤逊放电理论，放电应在整个电极空间连续进行，例如辉光放电。 （2）放电时间：根据出现电子

11、崩经几个循环后完成击穿的过程，可以计算出放电时间，在低气压下的计算结果与实验结果比较一致，高气压下的实测放电时间比计算值小得多。 （3）击穿电压：Pd较小时击穿电压计算值与实验值一致；Pd大时不一致。 （4）阴极材料：低气压下击穿电压与电极材料有关；高气压下间隙击穿电压与电极材料无关。 因此，通常认为，Pd200cmmmHg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。第10页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四二、流注理论 1流注的形成 在汤逊以后，由洛依布（Loeb）和米克（Meek）等在实验的基础上建立了一种新理论流注理论（

12、streamer theory），弥补了汤逊理论的不足，较好地解释了高气压长间隙的气体放电现象。图16 流注的形成和发展第11页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 2流注形成的条件 气隙中一旦出现流注，放电就可以由放电本身所产生的空间光电离而自行维持，因此自持放电条件就是流注形成的条件。而形成流注的条件是需要初始电子崩头部的电荷达到一定的数量，使电场得到足够的畸变和加强，造成足够的空间光电离，转入流注。所以流注形成的条件为： ed 常数 （14） 一般认为当d20（或ed 108）便可满足上述条件，使流注得以形成。 3流注理论对放电现象的解释 利用流注理论可以很好地解释高

13、气压、长间隙情况下出现的一系列放电现象。 （1）放电外形 流注通道电流密度很大，电导很大，故其中电场强度很小。因此流注出现后，将减弱其周围空间内的电场，加强了流注前方的电场，并且这一作用伴随着其向前发展而更为增强。因而电子崩形成流注后，当某个流注由于偶然原因发展更快时，它就将抑制其它流注的形成和发展，这种作用随着流注向前推进将越来越强，开始时流注很短可能有三个，随后减为两个，最后只剩下一个流注贯通整个间隙了，所以放电是具有通道形式的。第12页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 （2）放电时间 根据流注理论，二次电子崩的起始电子由光电离形成，而光子的速度远比电子的大，二次电

14、子崩又是在加强了的电场中，所以流注发展更迅速，击穿时间比由汤逊理论推算的小得多。 （3）阴极材料的影响 根据流注理论，大气条件下气体放电的发展不是依靠正离子使阴极表面电离形成的二次电子维持的，而是靠空间光电离产生电子维持的，故阴极材料对气体击穿电压没有影响。第13页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四第三节 不均匀电场的放电过程 电气设备绝缘结构中的电场大多是不均匀的。根据其放电特点，不均匀电场可分为稍不均匀电场和极不均匀电场。一、稍不均匀电场和极不均匀电场的放电特点 图17 直径为D的球隙的放电电压与极间距离d的关系曲线1击穿电压；2电晕起始电压；3放电不稳定区第14页，

15、共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 图17表示直径为D的球隙的放电电压与极间距离d的关系曲线。试验表明：当d2D时，电场还比较均匀，其放电特性与均匀电场相似，一旦出现自持放电，立即导致整个气隙击穿。当d4D以后，这时由于电场强度沿气隙分布极不均匀，因而当所加电压达到某一临界值时，在靠近两个球极的表面出现蓝紫色的晕头，并发出“咝咝”的响声，这种局部放电现象称为电晕放电，开始出现电晕放电的电压称为电晕起始电压。当外加电压进一步增大时，电极表面电晕层亦随之扩大，并出现刷状的细火花，火花越来越长，最终导致气隙完全击穿。球隙距离在2D4D之间时，属于过渡区域，随电压升高会出现电晕，但

16、不稳定，该球隙立刻就转为火花放电。由实验可知，随着电场不均匀程度增加，放电现象不相同，电场越不均匀（两球间距离越大，电场越不均匀），击穿电压和电晕起始电压之间的差别也越大。从放电的观点看，电场的不均匀程度也可以根据是否存在稳定的电晕放电来区分：如果电场的不均匀程度导致存在稳定的电晕放电（如d4D以后），则称为极不均匀电场；虽然电场不均匀，但还不存在稳定的电晕放电，电晕一旦出现，气隙立刻被击穿（如2Dd4D时），则称为稍不均匀电场。第15页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 通常电场的不均匀程度一般可用电场不均匀系数f 来描述： （15） 其中，Emax 为电场中场强最高点

17、的电场强度；Eav为平均电场强度 （16） 其中，U为间隙上施加的电压；d为电极间最短的绝缘距离。 用电场不均匀系数可将电场不均匀程度划分为：均匀电场f=1；稍不均匀电场f4。 由上述可见，在稍不均匀电场中放电达到自持条件时发生击穿现象，此时气隙中平均电场强度比均匀电场气隙的要小，因此在同样极间距离时稍不均匀场气隙的击穿电压比均匀气隙的要低，在极不均匀场气隙中自持放电条件即是电晕起始条件，由发生电晕至击穿的过程还必须增高电压才能完成。第16页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四二、极不均匀电场气体的电晕放电 在极不均匀电场中，气隙完全被击穿以前，电极附近会发生电晕放电，产生

18、暗蓝色的晕光。这种特殊的晕光是电极表面电离区的放电过程造成的。电离区内的分子,在外电离因素（如光源）和电场的作用下，产生了激发、电离，形成大量的电子崩。与此同时也产生激发和电离的可逆过程复合。在复合过程中，会产生光辐射，从而形成了晕光,即所谓电晕。电晕放电的电流强度取决于外加电压、电极形状、极间距离、气体性质和密度等。电晕放电的起始电压在理论上可根据自持放电的条件求取,但这种方法计算繁杂且不精确，所以通常都是根据经验公式来确定的。 在某些情况下可以利用电晕放电的空间电荷来改善极不均匀场的电场分布，以提高其击穿电压。第17页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 图18 在导线

19、板气隙中不同直径D的导线的工频击穿电压（有效值）与极间距离d的关系点划线均匀电场；虚线正尖负板电场；1D=0.5mm；2D=3mm；3D=16mm；4D=20mm 在图18的导线板气隙中，给出了不同直径D的导线的工频击穿电压（有效值）与极间距离d的关系。由图可见，导线直径D在厘米级时击穿电压与尖板间隙相近；但当导线直径减小到0.5mm时，击穿电压值几乎接近均匀场时的情况。这是由于细线电晕放电时形成的均匀电晕层，改善了间隙中的电场分布，因而击穿电压提高。导线直径较大时情况不同，因为电极表面不可能绝对光滑，所以在整个表面发生电晕之前局部有缺陷处先发生放电，出现刷状放电现象，因此击穿与尖板间隙相近。

20、第18页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 在极不均匀电场中，当间隙上所加的电压远低于击穿电压时，在曲率大的电极表面附近可能由于场强已经达到自持放电的条件而出现电晕放电。这时，在黑暗的环境中，可以看到电晕电极周围出现微弱的晕光，还可以听到嘶嘶的电晕噪声，嗅到由电晕放电产生的臭氧的味道。与此同时,电路电流也突然增大到可以测量的数值。 在平行导线间的距离d远大于导线半径r时，可求得导线表面的场强为 （17） 式中U导线对中性平面的电压。 皮克研究了平行导线间电晕起始电压的大量数据，并通过公式(1-8) 的关系换算得到平行导线间电晕起始场强E0的经验公式如下: （18） （19

21、） 式(1-9)中m导线表面的粗糙系数。对光滑导线m=1,对于一般导线m=0.820.9,对绞线上出现局部电晕 m=0.72；空气相对密度；r导线直径（cm）。第19页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 上式表明, E0与空气相对密度和导线直径有关。另外,当导线表面粗糙时,电晕起始电压降低。 由公式（17）可以得到电晕起始电压U0如下式所示: （110） 对于三相输电线路，上式的U0代表相电压，d为导线的几何平均距离： （111） 式中d12、d23、d31分别表示三根导线两两之间的距离。第20页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四三、极不均匀电场中的

22、放电过程 “棒板”间隙是典型的极不均匀电场，以下以正棒负板的“棒板”间隙为例， 讨论极不均匀电场中的放电过程。 1非自持放电阶段图19 正棒负板间隙中非自持放电阶段第21页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 2流注发展阶段图110 正棒负板间隙中流注的形成和发展第22页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 3先导放电阶段 4主放电阶段图111 正棒负板间隙中先导通道的发展图112 正棒负极板间隙中的主放电过程第23页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四四、极不均匀电场中的极性效应图113 在正极性“棒棒”气隙中自持放电前空间电荷对原

23、电场的畸变E0原电场，Eq空间电荷的电场，Ecom合成电场第24页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四图114 负极性“棒板”间隙中自持放电前空间电荷对原电场的畸变E0原电场，Eq空间电荷的电场，Ecom合成电场 第25页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四第四节 空气间隙在各种电压下的击穿特性一、持续作用电压下空气间隙的击穿特性 直流和工频统称为持续作用电压，这类电压随时间的变化速度较小，相比之下放电发展所需的时间可忽略不计。 1均匀电场中空气的击穿特性 均匀电场中空气的击穿电压经验公式为: （112） 式中，d间隙距离，单位为cm； 空气相对密度。

24、2稍不均匀电场中空气的击穿特性 稍不均匀电场中直到击穿为止不发生电晕;电场不对称时,极性效应不很明显。直流击穿电压、工频击穿电压（幅值）、50%冲击击穿电压实际也都相同，击穿电压的分散性也不大。 稍不均匀电场中,击穿电压和电场均匀程度关系极大,电场越均匀,同样间隙距离下的击穿电压就越高,其极限就是均匀电场中的击穿电压。第26页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 3极不均匀电场中空气的击穿特性 （1）直流击穿电压 棒一板间隙,由于极性效应，棒电极具有正极性时击穿电压比负极性时低得多。棒一棒间隙的击穿电压介于极性不同的棒一板间隙之间。 图115所示的“棒棒”和“棒板”空气间隙

25、的直流击穿特性和图116所示的“棒棒”和“棒板”长间隙的直流击穿特性 图115 “棒棒”和“棒板”空气间隙的直流击穿特性（d极间距离，Ub击穿电压）第27页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四图116 “棒棒”和“棒板”长间隙的直流击穿特性（d极间距离，Ub击穿电压） 棒-板电极具有明显的极性效应，棒电极为正极性时的平均击穿场强是4.5 kV/cm；棒电极为负极性时的平均击穿场强10 kV/cm。棒-棒间隙仍具有微弱的极性效应,一极接地后,大地使电场分布稍微不对称，加强了高压电极处的电场，所以正极性时的平均击穿场强是4.8 kV/cm；负极性时的平均击穿场强是5.0kV/c

26、m。第28页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四图117 “棒棒”和“棒板”长间隙的工频击穿特性1棒棒 2棒板 图117为空气中“棒棒”和“棒板”间隙的工频击穿电压峰值与极间距离的关系曲线。由图可见：在距离小于1cm的范围内，“棒棒”和“棒板”气隙的工频击穿电压几乎相等，但随距离增大，它们的差异就明显了。当距离超过2m，击穿电压与气隙距离的关系出现“饱和”趋势，特别是“棒板”气隙，其饱和趋势尤甚。很明显，这时如果再增大“棒板”气隙的长度，对于提高其工频击穿电压是无效的。（2）工频击穿电压第29页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四二、雷电冲击电压下空气间

27、隙的击穿特性 1雷电冲击电压标准波形图118 标准雷电冲击电压波形 国际电工委员会（IEC）规定了雷电冲击电压的标准波形参数。标准波形是根据大量实测到的雷电冲击电压波形制订的。如图118所示。雷电冲击电压是非周期性指数衰减波，波形由波头时间和波尾时间加以确定。 IEC规定：视在波头时间T1=1.2s，容许偏差30%；视在波尾时间T2=50s，容许偏差20%；通常表示为1.2/50s波，符号表示波的极性。我国国家标准规定的波形参数与IEC相同。第30页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 2放电时延图1-19 冲击放电时间的组成 冲击放电所需的全部时间为 （113） 式中，

28、称为放电时延，记为tlag，它是统计时延和放电形成时延的总和。第31页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 3雷电50%冲击击穿电压（U50%） 由于冲击电压作用下放电有分散性，所以很难准确得到一个使间隙击穿的最低电压值，因此工程上采用50%冲击击穿电压(U50%)来描述间隙的冲击击穿特性，即在多次施加同一电压时，用间隙击穿概率为50的电压值来反映间隙的耐受冲击电压的特性。 采用50%冲击击穿电压决定绝缘距离时，应根据击穿电压分散性的大小，留有一定的裕度。在均匀电场和稍不均匀电场中，击穿电压分散性小，其U50%和静态击穿电压Us相差不大，因此冲击系数（U50%与Us之比）接

29、近1。而在极不均匀电场中，由于放电时延较长，其冲击系数均大于1，击穿电压分散性也大一些，其标准偏差可取3%。 4伏秒特性 将击穿电压值与放电时间联系起来确定间隙的击穿特性，也就是伏秒特性，它是表征气隙击穿特性的另一种方法。第32页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 图120 气隙伏秒特性曲线的绘制方法（虚线表示原始冲击电压波形） 图120表示通过实验绘制气隙伏秒特性的方法，其步骤是保持间隙距离不变、保持冲击电压波形不变，逐级升高电压使气隙发生击穿，记录击穿电压波形，读取击穿电压值U与击穿时间t。注意到当电压不很高时击穿一般在波尾时间发生，当电压很高时，击穿百分比将达100

30、%，放电时间大大缩短，击穿可能在波头时间发生。以图120三个坐标点为例说明绘制方法：击穿发生在波前时，U与t均取击穿时的值（图中2、3坐标点）；击穿发生在波尾时，U取波峰值，t取击穿时对应值（图中1坐标点）；将1、2、3各点连接起来，即可得到伏秒特性曲线。 第33页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四三、操作冲击电压下空气间隙的击穿特性 1操作冲击电压标准波形 操作冲击电压的标准波形与雷电冲击电压类似，也是非周期性指数衰减波，如图121（a）所示。IEC标准和我国标准规定为，波头时间Tcr=250s，容许偏差20%；波尾时间T2=2500s，容许偏差60%。表示为250/2

31、500波，符号的意思与雷电冲击电压波相同。由于原点和峰值点的位置较清晰，所以波头、波尾都为自然波头、自然波尾。此外，还建议采用一种衰减振荡波（如图121（b）所示）,其第一个半波的持续时间为20003000s；第二个半波为反极性，它的峰值约占第一个半波峰值的4/5。图121操作冲击实验电压波形（a）非周期双指数冲击波 （b）衰减震荡波第34页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 2操作冲击50%击穿电压 在均匀电场和稍不均匀电场中，操作冲击电压的作用时间介于工频电压和雷电冲击电压的作用时间之间，间隙的操作冲击50%击穿电压、雷电冲击50%击穿电压和工频击穿电压（峰值）几乎相

32、同，击穿几乎发生在峰值，击穿电压的分散性也较小。而在极不均匀电场中，操作冲击电压下的击穿通常发生在波头部分，击穿电压与波头时间有关而与波尾时间无关。 图122 “棒板”气隙正极性50%操作冲击击穿电压与波前时间的关系第35页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 操作冲击电压下极不均匀场长间隙的击穿电压呈形曲线。图122表明“棒板”间隙正极性50%操作冲击击穿电压与波头时间的关系。可以看出：50%操作冲击击穿电压具有极小值，对应于极小值的波头时间称为临界波头时间,它随间隙距离加大而增加，对7m以下的间隙，大致在50200s之间。这种“U形曲线”现象被认为是由于放电时延和空间电

33、荷形成迁移两类不同因素的影响所造成。U形曲线极小值左边Eb随tf的减小而增大是放电时间在起作用，这一点与雷电冲击电压下的伏秒特性是相似的。形曲线极小值右边Eb随tf的增加而增大，是因为电压作用时间增加后空间电荷迁移的范围扩大，改善了气隙中电场分布,从而使击穿电压提高。第36页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四第五节 大气条件对气隙击穿特性的影响一、空气相对密度的影响 气压和温度的变化都可以反映为空气相对密度的变化，因此气压和温度的影响就可归结为空气相对密度的影响。 气压P增大时，空气相对密度增大，带电粒子在气体中运动的平均自由行程减小，运动中所积累的动能就较小，电离能力就

34、较小，因此间隙的击穿电压就高;反之则有相反的结果。温度T升高，空气相对密度减小,带电粒子在气体中运动的平均自由行程增大,运动中所积累的动能就增大，电离能力也就较大，因此间隙的击穿电压就较低；反之则相反。空气相对密度与气压成正比、与温度成反比 （114）第37页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四 在大气条件下，空气间隙的击穿电压随的增大而升高。实验表明，当空气相对密度在0.951.05范围内变动时，间隙的击穿电压与相对密度成正比，则试验或运行条件下的击穿电压U和标准大气条件下的击穿电压U0的关系为： （115） 当与1相差较大时，必须使用空气密度校正系数Kd对击穿电压进行校

35、正，空气密度校正系数可按下求取 （116） 式中，m、n与电极形状、间隙距离、电压种类及极性有关，其值在的范围内。 此时，试验或运行条件下的击穿电压U和标准大气条件下的击穿电压U0的关系为： （117）第38页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四二、湿度的影响 湿度增加，空气中所含的水分子增加，水分子能捕获自由电子而形成负离子，使电离能力下降，对气体中的放电过程起到抑制作用，因此空气的湿度越大，间隙的击穿电压也会越高。所以湿度对极不均匀电场的放电过程有显著影响，需要进行湿度校正，湿度校正系数为： （118） 式中，是绝对湿度和电压种类的函数;指数的值取决于电极形状,间隙距离

36、,电压种类及其极性。 因此，试验或运行条件下的击穿电压U和标准大气条件下的击穿电压U0的关系为： （119） 综合气压、温度、湿度的影响，在试验或运行条件下的间隙击穿电压U和标准大气条件下的击穿电压U0可以进行如下换算： （120）第39页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四三、对海拔高度的校正 随着海拔高度的增加，空气逐渐稀薄，大气压力下降，空气密度减小，带电粒子在气体中运动的平均自由行程增大，运动中所积累的动能就增大,电离能力增大,因此间隙的击穿电压降低。为此，引入海拔校正系数： （121） 式中，H为电力设备安装地点的海拔高度（m）,1000H4000。 我国的国家标

37、准规定：凡安装在海拔高度超过1000而又低于4000地区的电力设施其外绝缘试验电压U与平原地区外绝缘的试验电压Up的关系为 （122）第40页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四第六节 提高气体间隙击穿电压的措施一、改善电场分布 电场分布越均匀，间隙的平均击穿场强越高。因此，改善电场分布可以有效地提高间隙的击穿电压。改善电场分布可从以下三个方面着手: （1）改进电极形状以改善电场分布 （2）利用空间电荷改善电场分布 （3）极不均匀电场中采用屏障改善电场分布二、削弱或抑制电离过程 1采用高气压 2采用强电负性气体 3采用高真空第41页，共46页，2022年，5月20日，23点

38、56分，星期四第七节 SF6气体的特性及应用一、SF6气体的物理化学特性 SF6分子结构为六个氟原子围绕一个中心硫原子，对称布置在八面体的各个顶端，相互以共价键结合。硫原子和氟原子的电负性都很强，故其键合的稳定性很高，在不太高的温度下，接近惰性气体的稳定性。在电气设备中，使用某一介质的必要条件之一是它的化学惰性，即它不应与设备中使用的材料发生化学反应。在一般条件下，纯净的SF6能够满足这一要求。二、SF6的传热特性 SF6气体的热导率仅为空气的2/3，因而SF6气体的传导传热能力比空气差。然而，气体的定压摩尔热容大约为空气的3.4倍，因此，SF6气体的对流传热能力比空气大得多。此外，SF6气体的粘度低于空气，流动性好。因此，如果将对流传热一并考虑，SF6气体的实际传热能力比空气好得多，而接近于传热能力较好的氦气和氢气。 第42页，共46页，2022年，5月20日，23点56分，星期四三、SF6的液化特性 SF6混合气体的绝缘性能和灭弧能力均略低于纯SF6气体，因而充混合气体的设备的工作气压常需要再提高0.1MPa。由于此时SF6混合气体的气压仍比用纯SF6气体时的工作气压低得多，所以不会出现液化问题。统计表明：如用SF6N2混合气体代替