高电压技术 吴广宁2课件讲解

（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。
U0
图1－3 气体间隙中电流与外施电 压的关系
因此，外施电压小于 U 0 时的放电是非自
持放电。电压达到 U 0 后，电流剧增，且此时
效的。
3、流注理论
前已述及：长气隙、高气压下放电现象不能用 汤逊理论来解释。要考虑以下几个方面因素对气体
放电过程的影响：
（1）空间电荷对原有电场的影响 （2）空间光电离的作用
（1）空间电荷对原有电场的 影响
电子崩前方和尾部处的电场都增 强了，两个强场强区之间出现了一 个电场强度很小的区域，但此处的 电子和正离子的浓度最大，因而是 一个十分有利于复合的区域，结果 就产生强烈的复合并辐射出许多光 子，成为引发新的空间光电离的辐 射源。
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
（2）在I-U曲线的B、C点： 电压升高至 U B 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 U 0 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， 即气体发生了击穿。
图1－3 气体间隙中电流与外施电 压的关系
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（pd ）有关。 pd 值较小时自持放电 的条件可用汤逊理论来说明； pd 值较大时则要用流 注理论来解释。
（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
可能发生电子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 。
（2）汤逊放电理论的适用范围
汤逊理论是在低气压、 d 较小的条件下在放电 实验的基础上建立的。 d 过小或过大，放电机理将
出现变化，汤逊理论就不再适用了。
d 过小时，气压极低( 过小在实际上是不可能
远大于 d ，碰撞电离来不及发生， 的)， d / 过小，
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。
d 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。 因此，通常认为，d ＞0.26 cm(pd＞200 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
在到达阴极表面时可撞出 （ed －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。
自持放电条件为
(e 1) 1
d
(1-21)
：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
d ：两极板距离
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。
下图为不同温度下空气和 SF6 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
（2）光电离
当满足以下条件时，产生光电离
hc Wi
(1-2)
式中：
：光的波长；
c ：光速；
光子来源

Wi ：气体的电离能 外界高能辐射线 气体放电本身
（3）碰撞电离
1 2 （ mv ）与质点电荷量(e)、电场强度（ E ）以 2 及碰撞前的行程( x )有关．即
e
反比，即：
T e p
(1-15)
当气温 T 不变时，式(1-14)即可改写为：
Ape

Bp E
(1-16)
式中A、B是两个与气体种类有关的常数。
由上式不难看出：
急剧增大; 电场强度E增大时，

p 很大或很小时， 都比较小。
高气压时， e 很小，单位长度上的碰撞次数很多，
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 U 0后的放电 称为自持放电，U 0 称为放电的起始电压。
（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。
（2）空间光电离的作用
上述处于崩头前方和崩尾附近的强场区内的光电子 由光电离造成的二次电子崩以更大的电离强度向阳极 发展或汇入崩尾的正离子群中。其电离强度和发展速 度远大于初始电子崩。其不断的汇入初崩通道的过程 成为流注。
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 U A 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1－3 气体间隙中电流与外施电 压的关系
但能引起电离的概率很小；
低气压和真空时， e 很大，总的碰撞次数少，所
以 也比较小。
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。
2、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
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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、放电的电子崩阶段 （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 时，可检测到微小的电流。
na n0e
d
(1-10)
途中新增加的电子数或正离子数应为：
n na n0 n0 (e 1)
即得电流关系式：
d
(1-11)
将式(1-8)的等号两侧乘以电子的电荷 qe，
I I 0e
I0 式(1-12)中， n0 qe
d
(1-12)
式(1-12) I I 0ed 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 I 0 0 )，即 I
变为零。
（3）影响碰撞电离系数的因素
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x=0处有n0个电子沿电力线方向运动，行经距离 x时还剩下n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 dx dn n
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：
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
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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。
视频链接
电子崩的演示
图1－4 电子崩的示意图
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。 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。
表l-3列出了卤族元素的电子亲合能与电负性数值
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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。
带电质点的复合 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。