高電壓之電介質的電氣強度

高電壓之電介質的電氣強度第一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二

氣體介質

液體介質

固體介質電介質在電氣設備中是作為絕緣材料使用，按其物質形態(tài)可分為：第一篇電介質的電氣強度第二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二通常由氣體介質（空氣）和固體介質（絕緣子）聯(lián)合組成。電氣設備中外絕緣內絕緣通常由固體介質和液體介質聯(lián)合組成。第一篇電介質的電氣強度第三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二在電場的作用下，電介質中出現(xiàn)的電氣現(xiàn)象可分為兩大類：

在弱電場下——電場強度比擊穿場強小得多

極化、電導、介質損耗等

在強電場下——電場強度等于或大于放電起始場強或擊穿場強

放電、閃絡、擊穿等第一篇電介質的電氣強度第四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二研究氣體放電的主要目的：（1）了解氣體在高電壓（強電場）的作用下逐步由電介質演變成導體的物理過程；（2）掌握氣體介質的電氣強度及其提高的方法。第一章氣體的絕緣特性與介質的電氣強度第五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二1.1.1帶電質點的產生1.1.2帶電質點的消失1.1.3電子崩與湯遜理論1.1.4巴申定律及其適用范圍1.1.5不均勻電場中的氣體放電1.1氣體放電的基本物理過程第六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生自由行程長度粒子在1cm的行程中碰撞次數(shù)Z的倒數(shù)λ即為該粒子的平均自由行程長度。（兩次碰撞間粒子經過的距離）1.1.1第七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

粒子的自由行程長度等于或大于某一距離x的概率為：P(x)=λ：粒子平均自由行程長度令x=λ，可見粒子實際自由行程長度等于或大于平均自由行程長度λ的概率為36.8%第八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

由氣體動力學可知，電子的平均自由行程長度：r：氣體分子的半徑；N：氣體分子的密度。第九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

由于P：氣壓，Pa；T：氣溫，K；K：波爾茨曼常數(shù)，k=1.38*10-23。，代入上式即得在大氣壓和常溫下，電子在空氣中的平均自由行程長度的數(shù)量級為10-5cm。第十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1帶電粒子在電場力驅動下，其速度υ與場強E之比，稱為遷移率：

k=υ/E它表示該粒子在單位場強下沿電場方向的漂移速度。帶電粒子的遷移率第十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1電子與離子的遷移率相比較：

電子的平均自由行程長度比離子大得多

電子的質量比離子小得多因此，電子更易加速，其遷移率遠大于離子。第十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

熱運動中，粒子從濃度較大的區(qū)域運動到濃度較小的區(qū)域，從而使分布均勻化，這種過程稱為擴散。擴散

電子的熱運動速度大、自由行程長度大，所以其擴散速度也要比離子快得多。氣壓越低溫度越高｝擴散進行得越快第十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

產生帶電粒子的物理過程稱為電離，它是氣體放電的首要前提。

激勵當原子獲得外部能量，一個或若干個電子有可能轉移到離核較遠的軌道上去，該現(xiàn)象稱為激勵。電離能使基態(tài)原子中結合最松弛的那個電子電離出來所需的最小能量稱為電離能Wi，單位是eV。第十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

正離子產生：電子脫離原子核的束縛而形成自由電子和正離子；

負離子產生：電子與分子（原子）碰撞時，附著在分子上而形成。第十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1帶電粒子產生的幾種形式：光電離熱電離碰撞電離分級電離電極表面的電離負離子的形成第十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1光電離光輻射引起的氣體分子的電離過程稱為光電離。頻率為f的光子能量為：

W=hf

（1-1）式中：h為普朗克常量，h=6.63×10-34J·s第十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1光輻射要引起氣體電離必須滿足以下條件：

hf≥Wi

或λ≤hc/Wi

（1-2）

λ：光的波長，m；

c：光速，3×108m/s；

Wi：氣體的電離能，eV。光子來源外界高能輻射線氣體放電本身｝第十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1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。第十九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

當T>1000K時，才需要考慮熱電離；

當T>2000K時，幾乎全部空氣分子都處于熱電離狀態(tài)。第二十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1碰撞電離

電子在電場作用下與氣體分子碰撞時，把自己的動能轉給后者而引起碰撞電離。

電子在場強為E的電場中移過x的距離時所獲得的動能為：m：電子的質量；e：電子的電荷量。第二十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

如果W等于或大于氣體分子的電離能Wi，該電子就有足夠的能量去完成碰撞電離。電子引起碰撞電離的條件應為：

e

Ex≥Wi

（1-4）

電子為造成碰撞電離而必須飛越的最小距離：Ui為氣體的電離電位，在數(shù)值上與以eV為單位的Wi相等。第二十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

x的大小取決于場強E，增大氣體中的場強將使x值減小，可見提高外加電壓將使碰撞電離的概率和強度增大。

碰撞電離是氣體中產生帶電粒子的最重要的方式；

主要的碰撞電離均由電子完成；

離子碰撞中性分子并使之電離的概率要比電子小得多。因此在分析氣體放電發(fā)展過程時，往往只考慮電子所引起的碰撞電離。第二十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1

原子或分子在激勵態(tài)再獲得能量而發(fā)生電離稱為分級電離。因為激勵態(tài)是不穩(wěn)定的，通常分級電離的概率很小。分級電離第二十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1電子從金屬表面逸出需要一定的能量，稱為逸出功。金屬的逸出功要比氣體分子的電離能小得多，這表明金屬表面電離比氣體空間電離更易發(fā)生。電極表面的電離

正離子撞擊陰極表面；

光電子發(fā)射；

熱電子發(fā)射；

強場發(fā)射（冷發(fā)射）。第二十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的產生1.1.1當電子與氣體分子碰撞時，不但有可能引起碰撞電離而產生出正離子和新電子，而且也可能會發(fā)生電子與中性分子相結合而形成負離子的情況，這過程稱為附著。

負離子的形成并沒有使氣體中的帶電粒子數(shù)改變，但卻能使自由電子數(shù)減少，因而對氣體放電的發(fā)展起抑制作用。負離子的形成第二十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的消失1.1.2氣體中帶電粒子的消失可有下述幾種情況：

帶電粒子在電場的驅動下作定向運動，在到達電極時，消失于

電極上而形成外電路中的電流；

帶電粒子因擴散現(xiàn)象而逸出氣體放電空間；

帶電粒子的復合。第二十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的消失1.1.2當氣體中帶異號電荷的粒子相遇時，有可能發(fā)生電荷的傳遞與中和，這種現(xiàn)象稱為復合。

復合可能發(fā)生在電子和正離子之間，稱為電子復合，產生一個中性分子；

復合也可能發(fā)生在正離子和負離子之間，稱為離子復合，產生兩個中性分子。

第二十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二帶電質點的消失1.1.2帶電粒子間相對速度越大，相互作用時間越短，復合可能性就越小。因此，正、負離子間的復合要比電子、正離子復合容易得多。上述兩種復合都會以光子的形式放出多余能量，這種光輻射可能導致其它氣體分子電離。第二十九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3電子崩

電子崩的形成過程

碰撞電離和電子崩引起的電流

碰撞電離系數(shù)第三十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3氣體的放電與發(fā)展與氣體種類、氣壓大小、氣隙中的電場型式、電源容量等因素有關。

無論何種氣體放電都一定有一個電子碰撞電離導致電子崩的階段，它在所加電壓達到某一數(shù)值時開始出現(xiàn)。電子崩的形成過程第三十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3各種高能輻射線（外界電離因子）引起：

陰極表面光電離

氣體中的空間光電離因此，空氣中存在一定濃度的帶電粒子。第三十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3在氣隙兩端電極施加電壓時，即可檢測到微小的電流。

圖中為實驗所得的平板電極間氣體中的電流I與所加電壓U的關系曲線。第三十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

在曲線的0a段，I隨U的提高而增大，這是由于電極空間的帶電粒子向電極運動的速度加快而導致復合數(shù)的減少所致。第三十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3當電壓接近Ua時，電流趨于飽和值I0，因為這時由外界電離因子所產生的帶電粒子幾乎能全部抵達電極，因此電流值僅取決于電離因子的強弱而與所加電壓的大小無關?？梢姶藭r氣體仍處于絕緣狀態(tài)。第三十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3當電壓接近Ub時，電流又開始隨電壓的升高而增大，這是由于氣隙中開始出現(xiàn)碰撞電離和電子崩。第三十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3外界電離因子在陰極附近產生一個初始電子，該電子在向陽極運動時就會引起碰撞電離，產生出一個新電子，初始電子與新電子繼續(xù)向陽極運動引起新的碰撞電離，依次類推，電子數(shù)將按幾何級數(shù)增多，這種急劇增大的空間電子流被稱為電子崩。第三十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3碰撞電離和電子崩引起的電流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)α。α：表示一個電子沿電場方向運動1cm的行程中所完成的碰撞電離次數(shù)平均值。第三十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3圖1-5為平板電極氣隙，設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。第三十九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3由于碰撞電離和電子崩的結果，在它們達到x處時，電子數(shù)已增加為n，這n個電子在dx的距離中又會產生出dn個新電子。第四十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

根據(jù)碰撞電離系數(shù)α的定義，可得：

dn=αndx第四十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3對于均勻電場來說，氣隙中各點的電場強度相同，α值不隨x而變化，所以上式可寫成：抵達陽極的電子數(shù)應為：式中d為極間距離。第四十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

途中新增加的電子數(shù)或正離子數(shù)應為：將式等號兩側乘以電子的電荷e，即成電流關系式：式中I0=n0e第四十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

上式表明：雖然電子崩電流按指數(shù)規(guī)律隨極間距離d而增大，但這時放電還不能自持，因為一旦除去外界電離因子（令I0=0），I即變?yōu)榱恪Ｒ虼?，電子崩過程時放電不能自持。第四十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3設電子的平均自由行程長度為λ，則在它運動過1cm的距離內將與氣體分子發(fā)生1/λ次碰撞，不過并非每次碰撞都會引起電離。探討碰撞電離系數(shù)只有電子積累的動能大于分子電離能Wi時，才能產生電離，此時分子至少運動的距離為：第四十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

實際自由行程長度等于或大于xi的概率為，所以它也就是碰撞時能引起電離的概率。

根據(jù)碰撞電離系數(shù)α的定義，即可寫出：第四十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

電子的平均自由行程長度λ與氣溫T成正比、與氣壓p成反比，即當氣溫T不變時，碰撞電離系數(shù)α即可改寫為：式中A、B是兩個與氣體種類有關的常數(shù)。第四十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3可以看出：①電場強度E增大時，α急劇增大；②p很大或很小時，α值都比較小。高氣壓時，單位長度上碰撞次數(shù)很多，但能引起電離的概率很小；低氣壓或真空時，電子雖然容易積累能量，但碰撞次數(shù)太少?？梢?，高氣壓高真空都不易發(fā)生放電，即具有較高的電氣強度。第四十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3湯遜理論

自持放電的形成

自持放電的條件

自持放電的物理含義第四十九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3自持放電的形成當氣隙上所加電壓大于

Uc時，電流I隨電壓U的增大不再遵循I=I0eαd的規(guī)律，而是更快一些，可見這時又出現(xiàn)了促進放電的新因素，這就是受到正離子的影響。第五十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3湯遜理論認為：在電場的作用下，正離子向陰極運動，由于它的平均自由行程長度較短，不易積累動能，所以很難使氣體分子發(fā)生碰撞電離。

但當它們撞擊陰極時卻有可能引起表面電離而拉出電子，部分電子和正離子復合，其余部分則向著陽極運動和引起新的電子崩。第五十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3如果電壓（電場強度）足夠大，初始電子崩中的正離子撞擊陰極，使陰極釋放出新電子數(shù)等于或大于n0，那么即使除去外界電離因子的作用，放電也不會停止，即放電僅僅依靠已經產生出來的電子和正離子就能維持下去，這就變成自持放電了。第五十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

設陰極表面在單位時間內發(fā)射出來的電子數(shù)為nc，在到達陽極時將增加為：na=nceαdnc包括兩部分電子：一部分是外界電離因子所造成的n0；另一部分是前一秒鐘產生出來的正離子在陰極上造成的二次電子發(fā)射。自持放電的條件第五十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

當放電達到某種平衡狀態(tài)時，每秒鐘從陰極上逸出的電子數(shù)均為nc，則二次電子數(shù)應等于γnc（eαd-1），因此nc=n0+γnc（eαd-1）γ表示一個正離子撞擊陰極表面時產生出來的二次自由電子數(shù)；α碰撞電離系數(shù)。第五十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

將上兩式整理后，在等式兩邊乘以電子電荷e，可得：如果1-γ(eαd-1)=0，那么即使除去外界電離因子(I0=0)，I亦不等于零，即放電能維持下去。

可見自持放電條件應為：

γ(eαd-1)=1第五十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

一個電子從陰極到陽極途中因電子崩而造成的正離子數(shù)為：eαd-1這批正離子在陰極上造成的二次自由電子數(shù)為：

γ(eαd-1)如果它等于1，就意味著那個初始電子有了一個后繼電子，從而使放電得以自持。自持放電的物理含義第五十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二電子崩與湯遜理論1.1.3

當自持放電條件得到滿足時，就會形成圖中閉環(huán)部分所示的循環(huán)不息的狀態(tài)。第五十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二放電由非自持轉為自持時的電場強度稱為起始場強，相應的電壓稱為起始電壓。均勻電場：起始電壓往往就是氣隙的擊穿電壓；不均勻電場：電離僅僅在氣隙電場強度等于或大于起始場強的區(qū)域，放電能自持，但整個氣隙仍未擊穿?？梢?，起始電壓低于擊穿電壓，電場越不均勻，二者的差值就越大。如電暈放電、火花放電、輝光放電。第五十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二巴申定律及其適用范圍1.1.4

巴申定律

巴申曲線第五十九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二巴申定律及其適用范圍1.1.4利用湯遜理論的自持放電條件γ(eαd-1)=1以及碰撞電離系數(shù)α與氣壓P、電場強度E的關系式（當氣溫T不變時），并考慮均勻電場中自持放電起始場強E0=U0/d（式中U0為起始電壓），可得以下關系：

巴申定律第六十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二巴申定律及其適用范圍1.1.4

由于均勻電場氣隙的擊穿電壓Ub等于它的自持放電起始電壓U0，上式表明：均勻電場氣隙的擊穿電壓滿足下式：Ub=f(pd)上式所示規(guī)律在湯遜理論提出之前就已由物理學家巴申從實驗中得出，所以通常稱為巴申定律。第六十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二巴申定律及其適用范圍1.1.4

巴申曲線表明，改變極間距離d的同時，也相應改變氣壓p而使pd的乘積不變，則極間距離不等的氣隙擊穿電壓卻彼此相等。巴申曲線第六十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二巴申定律及其適用范圍1.1.4由巴申曲線可知，當極間距離不變時，提高氣壓或降低氣壓至真空，都可以提高氣隙的擊穿電壓，這一概念具有十分重要的實用意義。第六十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二巴申定律及其適用范圍1.1.4

應該指出，上述巴申定律是在氣溫T保持不變的條件下得出的。在氣溫T并非恒定的情況下，應改為：Ub=F(δd)其中

式中δ為氣體的相對密度，即實際氣體密度與標準大氣條件下的密度之比。第六十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論

流注的形成過程

流注的條件第六十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論

流注的形成過程前面介紹的湯遜放電理論適用于低氣壓、短氣隙的情況，而高氣壓（101.3kPa或更高）、長氣隙的情況[pd》26.66kPa.cm]湯遜理論就不適用了，如雷電放電就不存在金屬陰極，因而與陰極上的γ過程和二次電子發(fā)射根本無關。第六十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論氣體放電的流注理論也是以實驗為基礎，它考慮了高氣壓、長氣隙情況下不容忽視的若干因素對氣體放電過程的影響，其中主要有以下兩方面：（1）空間電荷對原有電場的影響；（2）空間光電離的作用。第六十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論（1）空間電荷對原有電場的影響

電子崩頭部集中著大部分正離子和幾乎全部電子，造成了電場畸變；

電子崩前方和尾部處的電場都增強，而在這兩個強場區(qū)之間區(qū)域場強很小，粒子濃度最大，有利于復合；

強烈的復合輻射出許多光子，成為引發(fā)新空間光電離的輻射源。第六十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論（2）空間光電離的作用湯遜理論沒有考慮放電本身所引發(fā)的空間光電離現(xiàn)象，而這一因素在高氣壓、長氣隙的擊穿過程中起著重要的作用?？紤]初始電子崩頭部成為輻射源，就會向氣隙空間各處發(fā)射光子而引發(fā)光電離。第六十九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論如果這時產生的光電子位于崩頭前方和崩尾附近的強場區(qū)內，那么它們所造成的二次電子崩將以更大得多的電離強度向陽極發(fā)展或匯入崩尾的正離子群中。第七十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論這些電離強度和發(fā)展速度遠大于初始電子崩的新放電區(qū)（二次電子崩）以及它們不斷匯入初始通道的過程被稱為流注。第七十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論流注的特點是電離強度很大和傳播速度很快（超過初崩發(fā)展速度10倍以上），出現(xiàn)流注后，放電便獲得獨立繼續(xù)發(fā)展的能力，而不再依賴外界電離因子的作用，可見這時出現(xiàn)流注的條件也就是自持放電條件。

流注時初崩頭部的空間電荷數(shù)量必須達到某一臨界值。對均勻電場來說，其自持放電條件應為：eαd=常數(shù)流注的條件第七十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二氣體放電的流注理論

實驗研究所得出的常數(shù)值為：

eαd≈108可見初崩頭部的電子數(shù)要達到108時，放電才能轉為自持（出現(xiàn)流注）。第七十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5

稍不均勻電場和極不均勻電場的放電特征

電暈放電

極不均勻電場中的放電過程長間隙擊穿過程第七十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5稍不均勻電場和極不均勻電場的放電特征均勻電場是一種少有的特例，在實際電力設施中常見的卻是不均勻電場。按電場的不均勻程度，又可分為稍不均勻電場和極不均勻電場。第七十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5

為了表示各種結構的電場不均勻程度，可引入一個電場不均勻系數(shù)f，它等于最大電場強度Emax和平均電場強度Eαv的比值：其中Eαv=U/d；U為電極間的電壓；d為極間距離。

可用f值將電場大致劃分：f=1為均勻電場；f<2時為稍不均勻電場；f>4以上時，就屬于極不均勻電場。第七十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5

由于電場強度沿氣隙的分布極不均勻，因而當所加電壓達到某一臨界值時，曲率半徑較小的電極附近空間的電場強度首先達到起始場強E0，因而在這個局部區(qū)域先出現(xiàn)碰撞電離和電子崩，甚至出現(xiàn)流注，這種僅僅發(fā)生在強場區(qū)（小曲率半徑電極附近空間）的局部放電稱為電暈放電。電暈放電第七十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5

電暈放電是極不均勻電場所特有的一種自持放電形式。根據(jù)其特點，可分為兩種形式：

電子崩形式流注形式第七十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5

電暈放電的起始電壓一般用經驗公式來推算，流傳最廣的是皮克公式，電暈起始場強近似為：式中m：導線表面粗糙系數(shù)，光滑導線的m≈1，絞線的m≈0.8~0.9；δ：空氣相對密度；r：導線半徑，cm。第七十九頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5

在雨、雪、霧等壞天氣時，導線表面會出現(xiàn)許多水滴，它們在強電場和重力的作用下，將克服本身的表面張力而被拉成錐形，從而使導線表面的電場發(fā)生變化，結果在較低的電壓和表面電場強度下就會出現(xiàn)電暈放電。第八十頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5電暈放電的危害：

電暈放電所引起的光、聲、熱等效應及使空氣發(fā)生化學反應，都會消耗一些能量。電暈損耗（CL）是超高壓和特高壓架空線路設計時必須考慮的因素，壞天氣時的電暈功率損耗要比好天氣時大得多。第八十一頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5

在電暈放電過程中，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產生高頻電磁波，從而產生無線電干擾和電視干擾。

電暈放電還會產生可聞噪聲，并有可能超出環(huán)境保護所容許的標準。第八十二頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5降低電暈的方法：最根本的途徑是設法限制和降低導線的表面電場強度

選擇導線的結構和尺寸時，應使好天氣時的電暈損耗相當小，對無線電和電視的干擾亦應限制在容許水平以下。

對超高壓和特高壓線路的分裂線來說，找到最佳的分裂距離，使導線表面最大電場強度值最小。第八十三頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5電暈有利之處：

在輸電線上傳播的雷電電壓波因電暈放電而衰減其幅值和降低其波前陡度；

操作過電壓的幅值也會受到電暈的抑制；

電暈放電還在靜電除塵器、靜電噴涂裝置、臭氧發(fā)生器等工業(yè)設施中獲得廣泛的應用。第八十四頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5極性效應：在極不均勻電場中，雖然放電一定從曲率半徑較小的那個電極表面開始，而與該電極的極性（電位的正負）無關，但后來的放電發(fā)展過程、氣隙的電氣強度、擊穿電壓等都與該電極的極性有很密切的關系。極不均勻電場中的放電存在明顯的極性效應。極不均勻電場中的放電過程第八十五頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5決定極性要看表面電場較強的那個電極所具有的電位符號：

在兩個電極幾何形狀不同的場合，極性取決于曲率半徑較小的那個電極的電位符號；

在兩個電極幾何形狀相同的場合，則極性取決于不接地的那個電極上的電位。第八十六頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5以電場最不均勻的“棒——板”氣隙為例，從流注理論的概念出發(fā)，說明放電的：

發(fā)展過程

極性效應第八十七頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5正極性棒極帶正電位時，電子崩頭部的電子達到棒極后即將被中和，棒極附近強場區(qū)內的電暈放電將在棒極附近空間留下許多正離子。如圖所示第八十八頁，共九十八頁，編輯于2023年，星期二不均勻電場中的氣體放電1.1.5這些正離子雖朝板極移動，但速度很慢而暫留在棒極附近。第八十九頁，共