高電壓是技術(shù)ppt11.1

1、1.1 氣體放電的基本物理過程 高壓電氣設(shè)備中的絕緣介質(zhì)有氣體、液體、固體以及其它復(fù)合介質(zhì)。由于氣體絕緣介質(zhì)不存在老化的問題，在擊穿后也有完全的絕緣自恢復(fù)特性，再加上其成本非常廉價(jià)，因此氣體成為了在實(shí)際應(yīng)用中最常見的絕緣介質(zhì)。 氣體擊穿過程的理論研究雖然還不完善，但是相對(duì)于其他幾種絕緣材料來說最為完整。因此，高電壓絕緣的論述一般都由氣體絕緣開始。 本節(jié)內(nèi)容：1.1.1 帶電質(zhì)點(diǎn)的產(chǎn)生1.1.2 帶電質(zhì)點(diǎn)的消失1.1.3 電子崩與湯遜理論1.1.4 巴申定律與適用范圍1.1.5 不均勻電場中的氣體放電返回1.1.1 帶電質(zhì)點(diǎn)的產(chǎn)生氣體放電是對(duì)氣體中流通電流的各種形式統(tǒng)稱。 由于空氣中存在來自空間

2、的輻射，氣體會(huì)發(fā)生微弱的電離而產(chǎn)生少量的帶電質(zhì)點(diǎn)。正常狀態(tài)下氣體的電導(dǎo)很小，空氣還是性能優(yōu)良的絕緣體； 在出現(xiàn)大量帶電質(zhì)點(diǎn)的情況下，氣體才會(huì)喪失絕緣性能。 1、氣體中電子與正離子的產(chǎn)生 電離是指電子脫離原子核的束縛而形成自由電子和正離子的過程。電離可一次完成，也可以是先激勵(lì)再電離的分級(jí)電離方式。 電離方式可分為 ： 熱電離 光電離 碰撞電離 分級(jí)電離電子在電場中的運(yùn)動(dòng)軌跡 視頻鏈接（1）熱電離 常溫下，氣體分子發(fā)生熱電離的概率極小。 氣體中發(fā)生電離的分子數(shù)與總分子數(shù)的比值m稱為該氣體的電離度。 下圖為不同溫度下空氣和 氣體的熱電離程度。圖1-1 不同溫度下空氣和氣體的熱電離程度6SF（2）光電

3、離當(dāng)滿足以下條件時(shí)，產(chǎn)生光電離iWhc式中： ：光的波長； ：光速； ：氣體的電離能ciW光子來源外界高能輻射線氣體放電本身(1-2)（3）碰撞電離 電子或離子在電場作用下加速所獲得的動(dòng)能（ ）與質(zhì)點(diǎn)電荷量(e)、電場強(qiáng)度（ ）以及碰撞前的行程( )有關(guān)即 (1-3)eExmv 221221mvExieExW式中： ：電子的電荷量； ：外電場強(qiáng)度； ：電子移動(dòng)的距離 eEx(1-4) 高速運(yùn)動(dòng)的質(zhì)點(diǎn)與中性的原子或分子碰撞時(shí)，如原子或分子獲得的能量等于或大于其電離能，則會(huì)發(fā)生電離。 因此，電離條件為 為使碰撞能導(dǎo)致電離，質(zhì)點(diǎn)在碰撞前必須經(jīng)過的距離為：EUEqWxieii式中 為氣體的電離電位，在

4、數(shù)值上與以eV為單位的 相等iUiW 的大小取決于場強(qiáng)E，增大氣體中的場強(qiáng)將使 值減少?？梢娞岣咄饧与妷簩⑹古鲎搽婋x的概率和強(qiáng)度增大。ixix(1-4)（4）分級(jí)電離 當(dāng)逸出功電離能時(shí)，陰極表面電離可在下列情況下發(fā)生：正離子撞擊陰極表面光電子發(fā)射強(qiáng)場發(fā)射熱電子發(fā)射2、電極表面的電子逸出逸出功使電子從金屬表面逸出需要的能量。 不同金屬的逸出功不同，如表1-2所示： 電子從電極表面逸出所需的能量可通過下述途徑獲得 ：（1）正離子撞擊陰極 （2）光電子發(fā)射 （3）強(qiáng)場發(fā)射 （4）熱電子發(fā)射 3、氣體中負(fù)離子的形成 附著：電子與氣體分子碰撞時(shí)，不但有可能引起碰撞電離而產(chǎn)生出正離子和新電子，也可能發(fā)生電

5、子附著過程而形成負(fù)離子。 負(fù)離子的形成并未使氣體中帶電粒子的數(shù)目改變，但卻能使自由電子數(shù)減少，因而對(duì)氣體放電的發(fā)展起抑制作用。 電子親合能：使基態(tài)的氣體原子獲得一個(gè)電子形成負(fù)離子時(shí)所放出的能量，其值越大則越易形成負(fù)離子。 電子親合能未考慮原子在分子中的成鍵作用，為了說明原子在分子中吸引電子的能力，在化學(xué)中引入電負(fù)性概念。 電負(fù)性：一個(gè)無量綱的數(shù)，其值越大表明原子在分子中吸引電子的能力越大 。表l-3列出了鹵族元素的電子親合能與電負(fù)性數(shù)值 返回1.1.2 帶電質(zhì)點(diǎn)的消失帶電質(zhì)點(diǎn)的消失可能有以下幾種情況： 帶電質(zhì)點(diǎn)受電場力的作用流入電極 ；帶電質(zhì)點(diǎn)因擴(kuò)散而逸出氣體放電空間；帶電質(zhì)點(diǎn)的復(fù)合。 復(fù)合復(fù)

6、合：當(dāng)氣體中帶異號(hào)電荷的粒子相遇時(shí)，有可能發(fā)生電荷的傳遞與中和，這種現(xiàn)象稱為復(fù)合。 復(fù)合可能發(fā)生在電子和正離子之間，稱為電子復(fù)合，其結(jié)果是產(chǎn)生一個(gè)中性分子；復(fù)合也可能發(fā)生在正離子和負(fù)離子之間，稱為離子復(fù)合，其結(jié)果是產(chǎn)生兩個(gè)中性分子。帶電質(zhì)點(diǎn)的復(fù)合 返回1.1.3 電子崩與湯遜理論 氣體放電現(xiàn)象與規(guī)律因氣體的種類、氣壓和間隙中電場的均勻度而異。 但氣體放電都有從電子碰撞電離開始發(fā)展到電子崩的階段。 （1）非自持放電和自持放電的不同特點(diǎn) 宇宙射線和放射性物質(zhì)的射線會(huì)使氣體發(fā)生微弱的電離而產(chǎn)生少量帶電質(zhì)點(diǎn)；另一方面、負(fù)帶電質(zhì)點(diǎn)又在不斷復(fù)合，使氣體空間存在一定濃度的帶電質(zhì)點(diǎn)。因此，在氣隙的電極間施加電

7、壓時(shí)，可檢測到微小的電流。1、放電的電子崩階段 由圖1-3可見， （1）在I-U曲線的OA段：氣隙電流隨外施電壓的提高而增大，這是因?yàn)閹щ娰|(zhì)點(diǎn)向電極運(yùn)動(dòng)的速度加快導(dǎo)致復(fù)合率減小。當(dāng)電壓接近 時(shí)，電流趨于飽和，因?yàn)榇藭r(shí)由外電離因素產(chǎn)生的帶電質(zhì)點(diǎn)全部進(jìn)入電極，所以電流值僅取決于外電離因素的強(qiáng)弱而與電壓無關(guān)圖13 氣體間隙中電流與外施電壓的關(guān)系A(chǔ)U （2）在I-U曲線的B、C點(diǎn)：電壓升高至 時(shí)，電流又開始增大，這是由于電子碰撞電離引起的，因?yàn)榇藭r(shí)電子在電場作用下已積累起足以引起碰撞電離的動(dòng)能。電壓繼續(xù)升高至 時(shí)，電流急劇上升，說明放電過程又進(jìn)入了一個(gè)新的階段。此時(shí)氣隙轉(zhuǎn)入良好的導(dǎo)電狀態(tài)，即氣體發(fā)生了

8、擊穿。圖13 氣體間隙中電流與外施電壓的關(guān)系BU0U（3）在I-U曲線的BC段： 雖然電流增長很快，但電流值仍很小，一般在微安級(jí)，且此時(shí)氣體中的電流仍要靠外電離因素來維持，一旦去除外電離因素，氣隙電流將消失。圖13 氣體間隙中電流與外施電壓的關(guān)系 0U 因此，外施電壓小于 時(shí)的放電是非自持放電。電壓達(dá)到 后，電流劇增，且此時(shí)間隙中電離過程只靠外施電壓已能維持，不再需要外電離因素了。外施電壓達(dá)到 后的放電稱為自持放電， 稱為放電的起始電壓。0U0U0U0U（2）電子崩的形成 外界電離因子在陰極附近產(chǎn)生了一個(gè)初始電子，如果空間電場強(qiáng)度足夠大，該電子在向陽極運(yùn)動(dòng)時(shí)就會(huì)引起碰撞電離，產(chǎn)生一個(gè)新的電子，

9、初始電子和新電子繼續(xù)向陽極運(yùn)動(dòng)，又會(huì)引起新的碰撞電離，產(chǎn)生更多電子。圖14 電子崩的示意圖 視頻鏈接電子崩的演示 依此，電子將按照幾何級(jí)數(shù)不斷增多，類似雪崩似地發(fā)展，這種急劇增大的空間電子流被稱為電子崩。 為了分析碰撞電離和電子崩引起的電流，引入：電子碰撞電離系數(shù) 。:表示一個(gè)電子沿電場方向運(yùn)動(dòng)1cm的行程所完成的碰撞電離次數(shù)平均值。 如圖1-5為平板電極氣隙，板內(nèi)電場均勻，設(shè)外界電離因子每秒鐘使陰極表面發(fā)射出來的初始電子數(shù)為n0。圖15 計(jì)算間隙中電子數(shù)增長的示意圖 由于碰撞電離和電子崩的結(jié)果，在它們到達(dá)x處時(shí)，電子數(shù)已增加為n，這n個(gè)電子在dx的距離中又會(huì)產(chǎn)生dn個(gè)新電子。根據(jù)碰撞電離系數(shù)

10、 的定義，可得：分離變量并積分之，可得：xdxenn00(1-7)(1-8) 對(duì)于均勻電場來說，氣隙中各點(diǎn)的電場強(qiáng)度相同， 值不隨x而變化，所以上式可寫成：xenn0(1-9)xndnd抵達(dá)陽極的電子數(shù)應(yīng)為：daenn0(1-10) 1(00daennnn 將式(1-8)的等號(hào)兩側(cè)乘以電子的電荷 ，即得電流關(guān)系式：eq途中新增加的電子數(shù)或正離子數(shù)應(yīng)為：(1-11)deII0式(1-12)中，eqnI00(1-12) 式(1-12) 表明：雖然電子崩電流按指數(shù)規(guī)律隨極間距離d而增大，但這時(shí)放電還不能自持，因?yàn)橐坏┏ネ饨珉婋x因子(令 )，即 變?yōu)榱恪?0IIdeII0（3）影響碰撞電離系數(shù)的因素

11、(1-13)若電子的平均自由行程為 ，則在1cm長度內(nèi)一個(gè)電子的平均碰撞次數(shù)為 。1設(shè)在處有個(gè)電子沿電力線方向運(yùn)動(dòng)，行經(jīng)距離時(shí)還剩下個(gè)電子未發(fā)生過碰撞，則在到這一距離中發(fā)生碰撞的電子數(shù)應(yīng)為dxndn 由上式積分得：/0 xenn 由第一節(jié)公式，實(shí)際自由行程長度等于或大于xi的概率為 ，所以也就是碰撞電離的概率。 根據(jù)碰撞電離系數(shù) 的定義，即可得出：iexeEUexeeieiee11(1-14) 由第一節(jié)公式 內(nèi)容可知，電子的平均自由長度 與氣溫 成正比、與氣壓 成反比，即：TprkTe2eppTe(1-15)當(dāng)氣溫 不變時(shí)，式(1-14)即可改寫為：T式中A、B是兩個(gè)與氣體種類有關(guān)的常數(shù)。EB

12、pApe由上式不難看出：電場強(qiáng)度E增大時(shí)， 急劇增大; 很大或很小時(shí)， 都比較小。p(1-16) 所以，在高氣壓和高真空下，氣隙不易發(fā)生放電現(xiàn)象，具有較高的電氣強(qiáng)度。高氣壓時(shí)， 很小，單位長度上的碰撞次數(shù)很多，但能引起電離的概率很?。坏蜌鈮汉驼婵諘r(shí)， 很大，總的碰撞次數(shù)少，所以 也比較小。ee2、湯遜理論 前述已知，只有電子崩過程是不會(huì)發(fā)生自持放電的。要達(dá)到自持放電的條件，必須在氣隙內(nèi)初始電子崩消失前產(chǎn)生新的電子（二次電子）來取代外電離因素產(chǎn)生的初始電子。 實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象表明，二次電子的產(chǎn)生機(jī)制與氣壓和氣隙長度的乘積（ ）有關(guān)。 值較小時(shí)自持放電的條件可用湯遜理論來說明； 值較大時(shí)則要用流注理論來解

13、釋。pdpdpd（1） 過程與自持放電條件 由于陰極材料的表面逸出功比氣體分子的電離能小很多，因而正離子碰撞陰極較易使陰極釋放出電子。此外正負(fù)離子復(fù)合時(shí)，以及分子由激勵(lì)態(tài)躍遷回正常態(tài)時(shí)，所產(chǎn)生的光子到達(dá)陰極表面都將引起陰極表面電離，統(tǒng)稱為 過程。 為此引入系數(shù)。 設(shè)外界光電離因素在陰極表面產(chǎn)生了一個(gè)自由電子，此電子到達(dá)陽極表面時(shí)由于 過程，電子總數(shù)增至 個(gè)。因在對(duì) 系數(shù)進(jìn)行討論時(shí)已假設(shè)每次電離撞出一個(gè)正離子，故電極空間共有（ 1）個(gè)正離子。由系數(shù) 的定義，此（ 1）個(gè)正離子在到達(dá)陰極表面時(shí)可撞出 （ 1）個(gè)新電子，這些電子在電極空間的碰撞電離同樣又能產(chǎn)生更多的正離子，如此循環(huán)下去。dedede

14、de自持放電條件為1) 1(de ：一個(gè)正離子撞擊到陰極表面時(shí)產(chǎn)生出來的二次電子數(shù) ：電子碰撞電離系數(shù)：兩極板距離d 此條件物理概念十分清楚，即一個(gè)電子在自己進(jìn)入陽極后可以由 及 過程在陰極上又產(chǎn)生一個(gè)新的替身，從而無需外電離因素放電即可繼續(xù)進(jìn)行下去。(1-21)（2）湯遜放電理論的適用范圍 湯遜理論是在低氣壓、 較小的條件下在放電實(shí)驗(yàn)的基礎(chǔ)上建立的。 過小或過大，放電機(jī)理將出現(xiàn)變化，湯遜理論就不再適用了。dd 過小時(shí)，氣壓極低( 過小在實(shí)際上是不可能的)， 過小， 遠(yuǎn)大于 ，碰撞電離來不及發(fā)生，擊穿電壓似乎應(yīng)不斷上升，但實(shí)際上電壓U上升到一定程度后，場致發(fā)射將導(dǎo)致?lián)舸?，湯遜的碰撞電離理論不再

15、適用，擊穿電壓將不再增加。d/dd 過大時(shí)，氣壓高，或距離大，這時(shí)氣體擊穿的很多實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象無法全部在湯遜理論范圍內(nèi)給以解釋：放電外形；放電時(shí)間；擊穿電壓；陰極材料。d 因此，通常認(rèn)為， 0.26 cm(pd200 cm mmHg)時(shí)，擊穿過程將發(fā)生變化，湯遜理論的計(jì)算結(jié)果不再適用，但其碰撞電離的基本原理仍是普遍有效的。d返回1.1.4 巴申定律與適用范圍 早在湯遜理論出現(xiàn)之前，巴申(Paschen)就于1889年從大量的實(shí)驗(yàn)中總結(jié)出了擊穿電壓 與 的關(guān)系曲線，稱為巴申定律，即bupd)(pdfUb (1-23)1、巴申定律圖1-7給出了空氣間隙的 與 的關(guān)系曲線。從圖中可見，首先， 并不僅僅由

16、決定，而是 的函數(shù)；其次 不是 的單調(diào)函數(shù)，而是U型曲線，有極小值。pdfubbupdbudpdbupd圖1-7 實(shí)驗(yàn)求得的均勻場不同氣體間隙 曲線 不同氣體，其巴申曲線上的最低擊穿電壓 ，以及使 的 值 各不相同。對(duì)空氣， 的極小值為 。min,bUmin,bbUu mindbuVUb325min,此極小值出現(xiàn)在 cm時(shí)，即 的極小值不是出現(xiàn)在常壓下，而是出現(xiàn)在低氣壓，即空氣相對(duì)密度很小的情況下。575 10ddbupdfub圖1-7 實(shí)驗(yàn)求得的均勻場不同氣體間隙 曲線返回1.1.5 不均勻電場中的氣體放電 電氣設(shè)備中很少有均勻電場的情況。但對(duì)不均勻電場還要區(qū)分兩種不同的情況，即稍不均勻電場

17、和極不均勻電場。全封閉組合電器(GIS)的母線筒和高壓實(shí)驗(yàn)室中測量電壓用的球間隙是典型的稍不均勻電場；高壓輸電線之間的空氣絕緣和實(shí)驗(yàn)室中高壓發(fā)生器的輸出端對(duì)墻的空氣絕緣則屬于極不均勻電場。1. 稍不均勻電場和極不均勻電場的特點(diǎn)與劃分 均勻電場是一種少有的特例，在實(shí)際電力設(shè)施中常見的卻是不均勻電場。 為了描述各種結(jié)構(gòu)的電場不均勻程度，可引入一個(gè)電場不均勻系數(shù)f，表示為：vEEfmax:最大電場強(qiáng)度vE:平均電場強(qiáng)度dUEvf4屬不均勻電場。(1-26)maxE2. 極不均勻電場的電暈放電（1）電暈放電 在極不均勻場中，當(dāng)電壓升高到一定程度后，在空氣間隙完全擊穿之前，大曲率電極(高場強(qiáng)電極)附近會(huì)

18、有薄薄的發(fā)光層，這種放電現(xiàn)象稱為電暈。 電暈放電是極不均勻電場所特有的一種自持放電形式。開始出現(xiàn)電暈時(shí)的電壓稱為電暈起始電壓 ，而此時(shí)電極表面的場強(qiáng)稱為電暈起始場強(qiáng) 。cUcE 根據(jù)電暈層放電的特點(diǎn)，可分為兩種形式：電子崩形式和流注形式。 當(dāng)起暈電極的曲率很大時(shí)，電暈層很薄，且比較均勻，放電電流比較穩(wěn)定，自持放電采取湯遜放電的形式，即出現(xiàn)電子崩式的電暈。隨著電壓升高，電暈層不斷擴(kuò)大，個(gè)別電子崩形成流注，出現(xiàn)放電的脈沖現(xiàn)象，開始轉(zhuǎn)入流注形式的電暈放電。 若電極曲率半徑加大，則電暈一開始就很強(qiáng)烈，一出現(xiàn)就形成流注的形式。電壓進(jìn)一步升高，個(gè)別流注快速發(fā)展，出現(xiàn)刷狀放電，放電脈沖更強(qiáng)烈，最后貫通間隙，

19、導(dǎo)致間隙完全擊穿。沖擊電壓下，電壓上升極快，因此電暈從一開始就具有流注的形式。爆發(fā)電暈時(shí)能聽到聲，看到光，嗅到臭氧味，并能測到電流。（2）電暈放電的起始場強(qiáng) 電暈放電的起始場強(qiáng)一般由實(shí)驗(yàn)總結(jié)出的經(jīng)驗(yàn)公式來計(jì)算，電暈的產(chǎn)生主要取決于電極表面的場強(qiáng)，所以研究電暈起始場強(qiáng) 和各種因素間的關(guān)系更直接。cE 對(duì)于輸電線路的導(dǎo)線，在標(biāo)準(zhǔn)大氣壓下其電暈起始場強(qiáng) 的經(jīng)驗(yàn)表達(dá)式為（此處指導(dǎo)線的表面場強(qiáng)，交流電壓下用峰值表示）：cE)3 . 01 (30rEc式中r導(dǎo)線半徑，cm。(1-28)kV/cm 式（1-28）說明導(dǎo)線半徑 r 越小則 值越大。因?yàn)閞越小，則電場就越不均勻，也就是間隙中場強(qiáng)隨著其離導(dǎo)線的距

20、離增加而下降得更快，而碰撞電離系數(shù) 隨離導(dǎo)線距離的增加而減小得越快。所以輸電線路起始電暈條件為:cEKdxcx0 式中 起始電暈層的厚度， 時(shí) 。cxcxx 0 可見電場越不均勻，要滿足式(1-29)時(shí)導(dǎo)線表面場強(qiáng)應(yīng)越高。 式(1-28)表明，當(dāng) r 時(shí)， =30kV/cm。cE(1-29) 而對(duì)于非標(biāo)準(zhǔn)大氣條件，則進(jìn)行氣體密度修正以后的表達(dá)式為rEc3 . 0130 式中 氣體相對(duì)密度(1-30) 實(shí)際上導(dǎo)線表面并不光滑，所以對(duì)于絞線要考慮導(dǎo)線的表面粗糙系數(shù) 。此外對(duì)于雨雪等使導(dǎo)線表面偏離理想狀態(tài)的因素（雨水的水滴使導(dǎo)線表面形成突起的導(dǎo)電物）可用系數(shù) 加以考慮。1m2mkV/cm 理想光滑導(dǎo)

21、線 1，絞線 0.80.9，好天氣時(shí) 可按0.8估算。算得 后就不難根據(jù)電極布置求得電暈起始電壓 。例如，對(duì)于離地高度為 h 的單根導(dǎo)線可寫出1m1m2mcEcUrhrEUcc2ln 對(duì)于距離為 d 的兩根平行導(dǎo)線（ ）則可寫出rd rdrEUccln2(1-32)(1-33)rmmEc3 . 013021 此時(shí)式（1-30）則寫為(1-31)kV/cm（3）電暈放電的危害、對(duì)策及其利用 電暈放電引起的光、聲、熱等效應(yīng)使空氣發(fā)生化學(xué)反應(yīng)，都會(huì)消耗一定的能量。電暈損耗是超高壓輸電線路設(shè)計(jì)時(shí)必須考慮的因素。電暈放電中，由于電子崩和流注不斷消失和重新出現(xiàn)所造成的放電脈沖會(huì)產(chǎn)生高頻電磁波，從而對(duì)無線電

22、和電視廣播產(chǎn)生干擾。電暈放電還會(huì)產(chǎn)生可聞噪聲，并有可能超出環(huán)境保護(hù)所容許的標(biāo)準(zhǔn)。降低電暈的方法：從根本上設(shè)法限制和降低導(dǎo)線的表面電場強(qiáng)度。在選擇導(dǎo)線的結(jié)構(gòu)和尺寸時(shí)，應(yīng)使好天氣時(shí)電暈損耗接近于零，對(duì)無線電和電視的干擾應(yīng)限制到容許水平以下。對(duì)于超高壓和特高壓線路的分裂線來說，找到最佳的分裂距，使導(dǎo)線表面最大電場強(qiáng)度值最小。（4）極不均勻電場中放電的極性效應(yīng) 在電暈放電時(shí)，空間電荷對(duì)放電的影響已得到關(guān)注。由于高場強(qiáng)電極極性的不同，空間電荷的極性也不同，對(duì)放電發(fā)展的影響也就不同，這就造成了不同極性的高場強(qiáng)電極的電暈起始電壓的不同，以及間隙擊穿電壓的不同，稱為極性效應(yīng)。棒板間隙這種典型的極不均勻場圖18

23、 正棒負(fù)板間隙中非自持放電階段空間電荷對(duì)外電場畸變作用 外電場 空間電荷電場exEspE 當(dāng)棒具有正極性時(shí)，間隙中出現(xiàn)的電子向棒運(yùn)動(dòng)，進(jìn)入強(qiáng)電場區(qū)，開始引起電離現(xiàn)象而形成電子崩，如圖1-8（a）所示。隨著電壓的逐漸上升，到形成自持放電爆發(fā)電暈之前，在間隙中形成相當(dāng)多的電子崩。 當(dāng)電子崩達(dá)到棒極后，其中的電子就進(jìn)入棒極，而正離子仍留在空間，相對(duì)來說緩慢地向板極移動(dòng)。于是在棒極附近，積聚起正空間電荷，如圖1-8（b）所示。這樣就減少了緊貼棒極附近的電場，而略為加強(qiáng)了外部空間的電場。因此，棒極附近的電場被削弱，難以形成流注，這就使得放電難以得到自持。 當(dāng)棒具有負(fù)極性時(shí)，陰極表面形成的電子立即進(jìn)入強(qiáng)電

24、場區(qū)，造成電子崩，如圖1-9（a）所示。當(dāng)電子崩中的電子離開強(qiáng)電場區(qū)后，電子就不再能引起電離，面以越來越慢的速度向陽極運(yùn)動(dòng)。一部分電子直接消失于陽極，其余的可為氧原子所吸附形成負(fù)離子。圖19 負(fù)棒正板間隙中非自持放電階段空間電荷對(duì)外電場的畸變作用 外電場 空間電荷電場exEspE 電子崩中的正離子逐漸向棒極運(yùn)動(dòng)而消失于棒極，但由于其運(yùn)動(dòng)速度較慢，所以在棒極附近總是存在著正空間電荷。結(jié)果在棒極附近出現(xiàn)了比較集中的正空間電荷，而在其后則是非常分散的負(fù)空間電荷，如圖1-9（b）所示。圖19 負(fù)棒正板間隙中非自持放電階段空間電荷對(duì)外電場的畸變作用 外電場 空間電荷電場exEspE 負(fù)空間電荷由于濃度小

25、，對(duì)外電場的影響不大，而正空間電荷將使電場畸變。棒極附近的電場得到增強(qiáng)，因而自持放電條件易于滿足、易于轉(zhuǎn)入流注而形成電暈放電。圖110 兩種極性下棒板間隙的電場分布圖 （a）正棒負(fù)板 （b）負(fù)棒正板 -電場場強(qiáng) 棒極到板極的距離Ex 圖1-10是兩種極性下棒板間隙的電場分布圖，其中曲線1為外電場分布，曲線2為經(jīng)過空間電荷畸變以后的電場。 通過實(shí)驗(yàn)已證明，棒板間隙中棒為正極性時(shí)電暈起始電壓比負(fù)極性時(shí)略高。 而極性效應(yīng)的另一個(gè)表現(xiàn)，就是間隙擊穿電壓的不同。隨著電壓升高，在緊貼棒極附近，形成流注，產(chǎn)生電暈；以后在不同極性下空間電荷對(duì)放電的進(jìn)一步發(fā)展所起的影響就和對(duì)電暈起始的影響相異了。負(fù)極性下的擊穿電壓應(yīng)較正極性時(shí)為高。（5）長間隙擊穿過程 在間隙距離較長時(shí)，存在某種新的、不同性質(zhì)的放電過程，稱為先導(dǎo)放電。長間隙放電電壓的飽和現(xiàn)象可由先導(dǎo)放電現(xiàn)象作出解釋。 長間隙的放電大致可分為先導(dǎo)放電和主放電兩個(gè)階段，在先導(dǎo)放電階段中包括電子崩和流注的形成及發(fā)展過程。不太長間隙的放電沒有先導(dǎo)放電階段、只分為電子崩、流注和主放電階段。3. 稍不均勻電場中的極性效應(yīng) 稍不均勻電場意味著電場還比較均勻，高場強(qiáng)區(qū)電子電離系數(shù) 達(dá)足夠數(shù)值時(shí)，間隙中很大一部分區(qū)域中的 也達(dá)到相當(dāng)值，起始電子