高電壓-氣體放電的基本物理過程

高電壓-氣體放電的基本物理過程第一頁，共85頁。第2章氣體放電的基本物理過程高壓電氣設備絕緣的介質(zhì)

-----氣體、液體、固體及其復合介質(zhì)氣體絕緣介質(zhì)的優(yōu)點

:

1.不存在老化問題2.擊穿后具有完全的絕緣自恢復特性3.氣體放電理論比液體與固體介質(zhì)的擊穿理論要完整得多

高電壓工程基礎(chǔ)第一頁2第二頁，共85頁。主要內(nèi)容氣體中帶電質(zhì)點的產(chǎn)生和消失氣體放電的兩種理論

兩種理論自持放電的條件

不均勻電場中氣體放電的特點高電壓工程基礎(chǔ)第二頁3第三頁，共85頁。氣體放電在電場作用下，氣隙中帶電粒子的形成和運動過程氣隙中帶電粒子是如何形成的？氣隙中的導電通道是如何形成的？氣隙中導電通道形成后是如何維持持續(xù)放電的？高電壓工程基礎(chǔ)第三頁4第四頁，共85頁。原子激勵和電離

原子能級

以電子伏為單位

1eV＝1V×1.6×10-19C＝1.6×10-19J原子激勵

原子在外界因素作用下，其電子躍遷到能量較高的狀態(tài)，所需能量稱為激勵能We

激勵狀態(tài)恢復到正常狀態(tài)時，輻射出相應能量的光子，光子（光輻射）的頻率

2.1帶電質(zhì)點的產(chǎn)生與消失第四頁5第五頁，共85頁。

原子電離：

原子在外界因素作用下，使其一個或幾個電子脫離原子核的束縛而形成自由電子和正離子的過程稱為原子的電離電離過程所需要的能量稱為電離能Wi（ev），也可用電離電位Ui（v）Ui=Wi/e幾種氣體和金屬蒸汽的激勵電位和電離電位氣體激勵能We(eV)電離能Wi(eV)氣體激勵能We(eV)電離能Wi(eV)N2O2H26.17.911.215.612.515.4CO2H2OSF610.07.66.813.712.815.6第五頁6第六頁，共85頁。一、氣體中帶電質(zhì)點的產(chǎn)生和消失氣體中帶電質(zhì)點的產(chǎn)生

（一）氣體分子的電離可由下列因素引起：

（1）高溫下氣體中的熱能（熱電離）

（2）各種光輻射（光電離）

（3）電子或正離子與氣體分子的碰撞電離（二）金屬（陰極）的表面電離（三）負離子的形成

第六頁7第七頁，共85頁。熱電離因氣體熱狀態(tài)引起的電離過程稱為熱電離

氣體分子的平均動能和氣體溫度的關(guān)系為

在它們相互碰撞時，就可能引起激勵或電離室溫下,氣體分子平均動能十分小,熱電離概率低在高溫下(大于10000K時)，例如發(fā)生電弧放電時，氣體溫度可達數(shù)千度，氣體分子動能就足以導致發(fā)生明顯的碰撞電離波爾茨曼常數(shù)1.38×10-23J/K熱力學溫度第七頁8第八頁，共85頁。光電離光輻射引起的氣體分子的電離過程稱為光電離自然界、人為照射、氣體放電過程當氣體分子受到光輻射作用時，如光子能量滿足下面條件，將引起光電離，分解成電子和正離子光輻射能夠引起光電離的臨界波長（即最大波長）為對所有氣體來說，在可見光（400

750nm）的作用下，一般是不能直接發(fā)生光電離的;紫外線也只能使少數(shù)低電離電位的金屬蒸氣發(fā)生光電離;只有波長更短的X射線、γ射線才能使氣體發(fā)生光電離

普朗克常數(shù)6.63×10-34J·s第八頁9第九頁，共85頁。碰撞電離氣體放電中，碰撞電離主要是電子和氣體分子碰撞而引起的在電場作用下，電子被加速而獲得動能。當電子的動能滿足如下條件時，將引起碰掩電離

me——電子的質(zhì)量；

ve——電子的速度；

Wi——氣體分子的電離能。碰撞電離的形成與電場強度和平均自由行程的大小有關(guān)碰撞電離主要以電子為主第九頁10第十頁，共85頁。原子中電子在外界因素的作用下可躍遷到能級較高的外層軌道，稱之為激勵，所需的能量稱為激勵能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，此時所需能量為Wi-We

通常分級電離的概率很小，因為激勵態(tài)是不穩(wěn)定的

表2-1幾種氣體的電離能和激勵能（eV）高電壓工程基礎(chǔ)分級電離氣體電離能激勵能N215.56.1O212.57.9CO213.710.0SF615.66.8H2O12.77.6潘寧電離——電光源第十頁11第十一頁，共85頁。電極（陰極）表面電子逸出陰極發(fā)射電子的過程

逸出功

：使電子從金屬表面逸出需要一定的能量，稱為逸出功

(與金屬的微觀結(jié)構(gòu)、金屬表面狀態(tài)有關(guān))金屬表面電離有多種方式，即可以有多種方法供給電子以逸出金屬所需的能量

表2-2一些金屬的逸出功（eV）一些金屬的逸出功金屬逸出功鋁1.8銀3.1銅3.9鐵3.9氧化銅5.3第十一頁12第十二頁，共85頁。電極（陰極）表面電子逸出

（1）正離子碰撞陰極正離子碰撞陰極時使電子逸出金屬（傳遞的能量要大于逸出功）。逸出的電子有一個和正離子結(jié)合成為原子，其余的成為自由電子。因此正離子必須碰撞出兩個及以上電子時才能出現(xiàn)自由電子（2）光電子發(fā)射

金屬表面受到光的照射，當光子的能量大于逸出功時，金屬表面放射出電子（紫外光照射電極

）（3）強場發(fā)射（冷發(fā)射）陰極附近所加外電場足夠強時，使陰極發(fā)射出電子（＞106V/cm

）（4）熱電子發(fā)射當陰極被加熱到很高溫度時，其中的電子獲得巨大動能，逸出金屬（1）正離子撞擊陰極（2）光電子發(fā)射（3）強場發(fā)射（4）熱電子發(fā)射第十二頁13第十三頁，共85頁。氣體中負離子的形成

高電壓工程基礎(chǔ)電子與氣體分子或原子碰撞時，也有可能發(fā)生電子附著過程而形成負離子，并釋放出能量，稱為電子親合能。電子親合能的大小可用來衡量原子捕獲一個電子的難易，越大則越易形成負離子。元素電子親合能（eV）電負性值F3.454.0Cl3.613.0Br3.362.8I3.062.5負離子的形成使自由電子數(shù)減少，因而對放電發(fā)展起抑制作用。SF6氣體含F(xiàn)，其分子俘獲電子的能力很強，屬強電負性氣體，因而具有很高的電氣強度，空氣的三倍。第十三頁14第十四頁，共85頁。氣體中帶電質(zhì)點的消失氣體中帶電質(zhì)點的消失（一）電場作用下氣體中帶電質(zhì)點的運動

（二）帶電質(zhì)點的擴散（三）帶電質(zhì)點的復合

第十四頁15第十五頁，共85頁。電場作用下氣體中帶電質(zhì)點的運動帶電質(zhì)點產(chǎn)生以后，在外電場作用下將作定向運動，消失于電極形成外回路電流

第十五頁16第十六頁，共85頁。帶電質(zhì)點的擴散帶電質(zhì)點從濃度較大的區(qū)域向濃度較小的區(qū)域的移動，從而使?jié)舛茸兊镁鶆虻倪^程，稱為帶電質(zhì)點的擴散

帶電質(zhì)點的擴散和氣體分子的擴散一樣，都是由于熱運動造成，帶電質(zhì)點的擴散規(guī)律和氣體的擴散規(guī)律也是相似的氣體中帶電質(zhì)點的擴散和氣體狀態(tài)有關(guān)，氣體壓力越高或者溫度越低，擴散過程也就越弱電子的質(zhì)量遠小于離子，所以電子的熱運動速度很高，它在熱運動中受到的碰撞也較少，因此，電子的擴散過程比離子的要強得多第十六頁17第十七頁，共85頁。帶電質(zhì)點的復合

帶異號電荷的質(zhì)點相遇，發(fā)生電荷的傳遞和中和而還原為中性質(zhì)點的過程，稱為復合

在帶電質(zhì)點的復合過程中會發(fā)生光輻射，這種光輻射在一定條件下又可能成為導致電離的因素

帶電質(zhì)點的復合率與正、負電荷的濃度有關(guān)，濃度越大則復合率越高第十七頁18第十八頁，共85頁。二、氣體放電的一般描述（一）氣體放電的主要形式

根據(jù)氣體壓強、氣體種類、間隙中電場均勻程度、電極形狀等因素的不同，擊穿后氣體放電可具有多種不同形式。利用放電管可以觀察放電現(xiàn)象的變化

輝光放電電弧放電火花放電電暈放電第十八頁19第十九頁，共85頁。輝光放電當氣體壓強不大，電源功率很小（放電回路中串入很大阻抗）時，外施電壓增到一定值后，回路中電流突增至明顯數(shù)值，管內(nèi)陰極和陽極間整個空間忽然出現(xiàn)發(fā)光現(xiàn)象特點是放電電流密度較小，放電區(qū)域通常占據(jù)了整個電極間的空間。霓虹管中的放電就是輝光放電的例子。管中所充氣體不同，發(fā)光顏色也不同第十九頁20第二十頁，共85頁。第二十頁21第二十一頁，共85頁。電弧放電減小外回路中的阻抗，則電流增大，電流增大到一定值后，放電通道收細，且越來越明亮，管端電壓則更加降低，說明通道的電導越來越大電弧通道和電極的溫度都很高，電流密度極大，電路具有短路的特征

第二十一頁22第二十二頁，共85頁。第二十二頁23第二十三頁，共85頁。火花放電在較高氣壓（例如大氣壓強）下，擊穿后總是形成收細的發(fā)光放電通道，而不再擴散于間隙中的整個空間。當外回路中阻抗很大，限制了放電電流時，電極間出現(xiàn)貫通兩極的斷續(xù)的明亮細火花

火花放電的特征是具有收細的通道形式，并且放電過程不穩(wěn)定

第二十三頁24第二十四頁，共85頁。第二十四頁25第二十五頁，共85頁。電暈放電電極曲率半徑很小或電極間距離很遠，即電場極不均勻，則當電壓升高到一定值后，首先緊貼電極在電場最強處出現(xiàn)發(fā)光層，回路中出現(xiàn)用一般儀表即可察覺的電流。隨著電壓升高，發(fā)光層擴大，放電電流也逐漸增大發(fā)生電暈放電時，氣體間隙的大部分尚未喪失絕緣性能，放電電流很小，間隙仍能耐受電壓的作用

第二十五頁26第二十六頁，共85頁。第二十六頁27第二十七頁，共85頁。第二十七頁28第二十八頁，共85頁。氣體放電的一般規(guī)律根據(jù)氣體壓強、氣體種類、間隙中電場均勻程度、電極形狀等因素的不同，擊穿后氣體放電可具有多種不同形式。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，它在所加電壓達到一定數(shù)值時出現(xiàn)。第二十八頁29第二十九頁，共85頁。2.2放電的電子崩階段（一）非自持放電和自持放電的不同特點第二十九頁30第三十頁，共85頁。高電壓工程基礎(chǔ)非自持放電和自持放電的不同特點

電流隨外施電壓的提高而增大，因為帶電質(zhì)點向電極運動的速度加快復合率減小電流飽和，帶電質(zhì)點全部進入電極，電流僅取決于外電離因素的強弱（良好的絕緣狀態(tài)）電流開始增大，由于電子碰撞電離引起的電流急劇上升放電過程進入了一個新的階段（擊穿）外施電壓小于U0時的放電是非自持放電。電壓到達U0后，電流劇增，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。此時氣隙轉(zhuǎn)入良好的導電狀態(tài)，即氣體發(fā)生擊穿了。

自持放電起始電壓第三十頁31第三十一頁，共85頁。非自持放電外施電壓小于U0時，間隙內(nèi)雖有電流，但其數(shù)值甚小，通常遠小于微安級，因此氣體本身的絕緣性能尚未被破壞，即間隙還未被擊穿。而且這時電流要依靠外電離因素來維持，如果取消外電離因素，那么電流也將消失。第三十一頁32第三十二頁，共85頁。自持放電當電壓達到U0后，氣體中發(fā)生了強烈的電離，電流劇增。同時氣體中電離過程只靠電場的作用已可自行維持，而不再繼續(xù)需要外電離因素了。因此U0以后的放電形式也稱為自持放電

第三十二頁33第三十三頁，共85頁。由非持放電轉(zhuǎn)入自持放電的電壓稱為起始電壓U0如電場比較均勻，則間隙將被擊穿，此后根據(jù)氣壓、外回路阻抗等條件形成輝光放電、火花放電或電弧放電，而起始電壓U0也就是間隙的擊穿電壓Ub如電場極不均勻，則當放電由非自持轉(zhuǎn)入自持時，在大曲率電極表面電場集中的區(qū)域發(fā)生電暈放電，這時起始電壓是間隙的電暈起始電壓，而擊穿電壓可能比起始電壓高很多高電壓工程基礎(chǔ)第三十三頁34第三十四頁，共85頁。二、電子崩的形成

湯遜放電理論(pd較小)流注放電理論(pd較大)這兩種理論互相補充，可以說明廣闊的pd（壓強和極間距離的乘積）范圍內(nèi)氣體放電的現(xiàn)象兩種理論有一個共同的基礎(chǔ)，即圖2-3中I-U曲線的BC段的電流增長是由電子碰撞電離形成電子崩的結(jié)果。

第三十四頁35第三十五頁，共85頁。1、電子崩的形成（

過程）外界電離因子在陰極附近產(chǎn)生了一個初始電子，如果空間電場強度足夠大，該電子在向陽極運動時就會引起碰撞電離，產(chǎn)生一個新的電子，初始電子和新電子繼續(xù)向陽極運動，又會引起新的碰撞電離，產(chǎn)生更多電子依此，電子將按照幾何級數(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。第三十五頁36第三十六頁，共85頁。高電壓工程基礎(chǔ)電子碰撞電離系數(shù)α：代表一個電子沿電力線方向行經(jīng)1cm時平均發(fā)生的碰撞電離次數(shù)。第三十六頁37第三十七頁，共85頁。乘以電子的電荷，即得電流關(guān)系式：

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(令因為I0=0時I=0)，即I變?yōu)榱?。式中，高電壓工程基礎(chǔ)第三十七頁38第三十八頁，共85頁。質(zhì)點的平均自由行程

：一個質(zhì)點在與氣體分子相鄰兩次碰撞之間自由地通過的平均行程電子在其自由行程內(nèi)從外電場獲得動能，能量除決定于電場強度外，還和其自由行程有關(guān)高電壓工程基礎(chǔ)三碰撞電離系數(shù)第三十八頁39第三十九頁，共85頁。氣體中電子和離子的自由行程是它們和氣體分子發(fā)生碰撞時的行程電子的平均自由行程要比分子和離子的大得多氣體分子密度越大，其中質(zhì)點的平均自由行程越小。對于同一種氣體，其分子密度和該氣體的密度成正比高電壓工程基礎(chǔ)質(zhì)點的平均自由行程

三碰撞電離系數(shù)第三十九頁40第四十頁，共85頁。自由行程的分布：具有統(tǒng)計性的規(guī)律。質(zhì)點的自由行程大于x的概率為

如果起始有n0個質(zhì)點（或一個質(zhì)點的相繼n0次碰撞），則其中行過距離x后，尚未被碰撞的質(zhì)點數(shù)（或次數(shù)）n(x)應為高電壓工程基礎(chǔ)三碰撞電離系數(shù)質(zhì)點的平均自由行程

第四十頁41第四十一頁，共85頁。三碰撞電離系數(shù)1.設電子平均自由行程為λ，電子運動1cm距離內(nèi)將與氣體分子發(fā)生1/λ次碰撞。2.設電子在均勻電場中行經(jīng)距離x而未發(fā)生碰撞，則此時電子從電場獲得的能量為eEx，電子如要能夠引起碰撞電離，必須滿足條件3.只有那些自由行程超過xi的電子，才能與分子發(fā)生碰撞電離

：第四十一頁42第四十二頁，共85頁。實際自由行程長度等于或大于xi的概率為根據(jù)碰撞電離系數(shù)的定義，即可得出：1cm長度內(nèi)一個電子的平均碰撞次數(shù)為1/λλ：電子平均自由行程碰撞引起電離的概率碰撞電離的條件第四十二頁43第四十三頁，共85頁。當氣溫不變時，1／

＝Ap，并令AUi＝B，有：式中A、B是兩個與氣體種類有關(guān)的常數(shù)。由上式不難看出：電場強度E增大時，急劇增大;

很大或很小時，都比較小。第四十三頁44第四十四頁，共85頁。所以，在高氣壓和高真空下，氣隙不易發(fā)生放電現(xiàn)象，具有較高的電氣強度。高氣壓時，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小；低氣壓和真空時，很大，總的碰撞次數(shù)少，所以也比較小。第四十四頁45第四十五頁，共85頁。2.3、自持放電的條件只有電子崩過程是不會發(fā)生自持放電的。要達到自持放電的條件，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。

實驗現(xiàn)象表明，二次電子的產(chǎn)生機制與氣壓和氣隙長度的乘積（pd）有關(guān)。pd值較小時自持放電的條件可用湯遜理論來說明；pd值較大時則要用流注理論來解釋。對于空氣來說，這一pd值的分界線大約為26kPa·cm。

第四十五頁46第四十六頁，共85頁。Pd值較小時的情況湯遜理論認為，當pd較小時，電子的碰撞電離和正離子撞擊陰極造成的表面電離起著主要作用，氣隙的擊穿電壓大體上是pd的函數(shù)

電離系數(shù)

正離子向陰極移動，依靠它所具有的動能及位能，在撞擊陰極時能引起表面電離，使陰極釋放出自由電子來

表示表示每個正離子從陰極表面平均釋放的自由電子數(shù)

第四十六頁47第四十七頁，共85頁。湯遜放電判劇從陰極飛出n0個電子，到達陽極后，電子數(shù)將增加為正離子數(shù)正離子到達陰極，從陰極電離出的電子數(shù)第四十七頁48第四十八頁，共85頁。設n0＝1放電有非自持轉(zhuǎn)入自持的條件為在均勻電場中，這也就是間隙擊穿的條件，上式具有清楚的物理意義第四十八頁49第四十九頁，共85頁。自持放電的物理含義

一個初始電子有一個后繼電子，放電得以自持：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：正離子在陰極造成的二次自由電子數(shù)為：第四十九頁50第五十頁，共85頁。當自持放電條件得到滿足時，就會形成圖解中閉環(huán)部分所示的循環(huán)不息的狀態(tài)，放電就能自己維持下去高電壓工程基礎(chǔ)第五十頁51第五十一頁，共85頁。利用湯遜理論的自持放電條件 以及碰撞電離系數(shù)與氣壓、電場強度的關(guān)系式(當氣溫不變時)，并考慮均勻電場中自持放電起始場強氣體擊穿的巴申定律第五十一頁52第五十二頁，共85頁。氣體擊穿的巴申定律將

的計算式代入自持放電條件

擊穿電壓Ub溫度不變時，均勻電場中氣體的擊穿電壓Ub是氣體壓強和電極間距離的乘積pd的函數(shù)第五十二頁53第五十三頁，共85頁。巴申（Paschen）定律１.上式所示規(guī)律在湯遜理論提出之前就由物理學家巴申從實驗中得出，稱為巴申定律。

（U形，應用）２.

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高電壓工程基礎(chǔ)第五十三頁54第五十四頁，共85頁。物理解釋：假設d保持不變，當P增大時，電子的平均自由行程縮短了，相鄰兩次碰撞之間，電子積聚到足夠動能的幾率減小了。反之；當P減小時，電子在碰撞前積聚到足夠動能的幾率雖然增大了，但氣體很稀薄，電子在走完全程中與氣體分子相撞的總次數(shù)卻減到很小，Ub所也會增大。U形曲線第五十四頁55第五十五頁，共85頁。應當指出，上述巴申定律是在氣溫T保持不變時得出的。在氣溫T并非恒定的情況下，式２-２１應改為：式中：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，可見：=101.3kPa=293K標準大氣條件：第五十五頁56第五十六頁，共85頁。湯遜放電理論的適用范圍電力工程上經(jīng)常接觸到的是氣壓較高的情況（從一個大氣壓到數(shù)十個大氣壓），間隙距離通常也很大和pd小時候放電主要差異可概述如下

1.放電外形

均勻連續(xù)，如輝光放電分枝的明細通道

2.放電時間

火花放電時間的計算值比實測值要大得多

3.擊穿電壓

湯遜自持放電條件求得的擊穿電壓和實驗值有很大出入

4.陰極材料的影響

實測得到的擊穿電壓和陰極材料無關(guān)第五十六頁57第五十七頁，共85頁。湯遜放電理論的適用范圍湯森德放電機理的不足(1)前面湯遜放電理論所討論的是低氣壓、短氣隙的情況,只是在一定的范圍內(nèi)有效(pd<26kPa·cm)

以自然界的雷電為例，它發(fā)生在兩塊雷云之間或雷云與大地之間，這時不存在金屬陰極，因而與陰極上的過程和二次電子發(fā)射根本無關(guān)。(2)不均勻的電場中，該理論不適用.原因：忽略了帶電質(zhì)點改變電場分布及光電離第五十七頁58第五十八頁，共85頁。

氣體放電流注理論以實驗為基礎(chǔ)，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的影響，主要有以下兩方面：空間電荷對原有電場的影響

空間光電離的作用pd值較大時的惰況(流注理論)認為電子碰撞電離及空間光電離是維持自持放電的主要因素，并強調(diào)了空間電荷畸變電場的作用第五十八頁59第五十九頁，共85頁。

pd值較大時放電過程也是從電子崩開始的，但是當電子崩發(fā)展到一定階段后會產(chǎn)生電離特強、發(fā)展速度更快的新的放電區(qū)，這種過程稱為流注放電電子崩階段空間電荷畸變外電場

流注階段

光電離形成二次電子崩，等離子體

高電壓工程基礎(chǔ)第五十九頁60第六十頁，共85頁。（一）空間電荷對原有電場的影響電子崩頭部聚集大部分正離子和全部電子，產(chǎn)生了電場畸變；電子崩中電場弱，電荷密度很大，所以復合過程頻繁

；強烈的復合輻射出許多光子，成為引發(fā)新的空間光電離輻射源。如圖所示：第六十頁61第六十一頁，共85頁。（二）空間光電離的作用考慮初始電子崩頭部成為輻射源，會向氣隙空間各處發(fā)射光子而引起光電離。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。第六十一頁62第六十二頁，共85頁。如圖所示：如果這時產(chǎn)生的光子位于崩頭前方和崩尾附近的強場強區(qū)，則造成的二次電子崩將以更大的電離強度向陽極發(fā)展或匯入崩尾的正離子群中。這些電離強度和發(fā)展速度遠大于初始電子崩的二次電子崩不斷匯入初崩通道的過程稱為流注。第六十二頁63第六十三頁，共85頁。流注條件一旦形成流注，放電就進入了新的階段，放電可以由本身產(chǎn)生的空間光電離而自行維持，而不再依賴外界電離因子的作用，如果電場均勻，間隙就將被擊穿。所以流注形成的條件就是自持放電條件，在均勻電場中也就是導致?lián)舸┑臈l件。初始電子崩頭部電荷必須達到一定數(shù)量才能使原電場畸變和造成足夠的空間光電離

。對均勻電場來說，自持放電條件為：

常數(shù)常數(shù)或第六十三頁64第六十四頁，共85頁。實驗研究所得出的常數(shù)值為：或可見初崩頭部的電子數(shù)要達到108時，放電才能轉(zhuǎn)為自持，出現(xiàn)流注。第六十四頁65第六十五頁，共85頁。流注理論可以解釋湯遜理論無法說明的pd值大時的放電現(xiàn)象。1.放電為何并不充滿整個電極空間而是細通道形式，有時火花通道曲折形二次電子崩在空間的形成和發(fā)展帶有統(tǒng)計性，所以火花通道常是曲折的，并帶有分枝;電子崩不致影響到鄰近空間內(nèi)的電場，不會影響其它電子崩的發(fā)展，因此湯遜放電呈連續(xù)一片2.如放電時延為什么遠小于離子穿越極間距離的時間光子以光速傳播，所以流注發(fā)展速度極快，這就可以說明pd很大時放電時間特別短的現(xiàn)象。3.再如為何擊穿電壓與陰極材料無關(guān)等維持放電自持的是空間光電離，而不是陰極表面的電離過程，這可說明為何很大Pd下?lián)舸╇妷汉完帢O材料基本無關(guān)了必須指出，兩種理論各適用于一定條件的放電過程，不能用一種理論取代另一種理論。第六十五頁66第六十六頁，共85頁。四、不均勻電場中氣體放電的特點高壓電器絕緣結(jié)構(gòu)中的不均勻電場還要區(qū)分兩種不同的情況，即稍不均勻電場和極不均勻電場

:1.稍不均勻電場:

全封閉組合電器（GIS）的母線筒和高壓實驗室中測量電壓用的球間隙2.極不均勻電場:

高壓輸電線之間的空氣絕緣和實驗室中高壓發(fā)生器的輸出端對墻的空氣絕緣

一、稍不均勻場和極不均勻場的的不同特點第六十六頁67第六十七頁，共85頁。根據(jù)電場均勻程度和氣體狀態(tài)，可出現(xiàn)不同情況電場比較均勻的情況

放電達到自持時，

在整個間隙中部巳達到相當數(shù)值。這時和均勻電場中情況類似

電場不均勻程度增加但仍比較均勻的情況

當大曲率電極附近

達到足夠數(shù)值時，間隙中很大一部分區(qū)域

也都已達相當數(shù)值，流注一經(jīng)產(chǎn)生，隨即發(fā)展至貫通整個間隙，導致間隙完全擊穿

第六十七頁68第六十八頁，共85頁。電場極不均勻的情況當大曲率電極附近很小范圍內(nèi)

已達相當數(shù)值時，間隙中大部分區(qū)域值

都仍然很小，放電達到自持放電后，間隙沒有擊穿。

間隙擊穿前在高場強區(qū)（曲率半徑較小的電極表面附近）會出現(xiàn)藍紫色的暈光，稱為電暈放電。電場越不均勻，擊穿電壓和電暈起始電壓間的差別也越大高電壓工程基礎(chǔ)第六十八頁69第六十九頁，共85頁。2.4、不均勻電場中氣體放電的特點間隙距離d在很大范圍內(nèi)變動時，球間隙的工頻放電電壓的變動情況1

擊穿電壓2

電暈起始電壓3

過渡區(qū)域d0

4r；d0

8r半徑為r的球間隙的放電特性與極間距d的關(guān)系放電具有稍不均勻場間隙的特點擊穿電壓與電暈起始電壓相同

放電具有極不均勻場間隙的特點電暈起始電壓明顯低于擊穿電壓

放電過程不穩(wěn)定，分散屬于過渡區(qū)第六十九頁70第七十頁，共85頁。稍不均勻電場和極不均勻電場的放電特征為了描述各種結(jié)構(gòu)的電場不均勻程度，可引入一個電場不均勻系數(shù)f，表示為：Emax：最大電場強度:平均電場強度f<2時為稍不均勻電場，

f>4屬不均勻電場。第七十頁71第七十一頁，共85頁。二、電暈放電的特點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了起始場強E0，因而在這個局部區(qū)域出現(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。第七十一頁72第七十二頁，共85頁。第七十二頁73第七十三頁，共85頁。電暈放電的起始電壓一般用經(jīng)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：電暈放電的起始場強δ是氣體相對密度；m1表面粗糙度系數(shù)，理想光滑導線取1，絞線0.8~0.9；好天氣時m2=1，壞天氣時m2可按0.8估算。第七十三頁74第七十四頁，共85頁。

電暈放電引起的光、聲、熱等效應使空氣發(fā)生化學反應，都會消耗一定的能量。電暈損耗是超高壓輸電線路設計時必須考慮的因素，壞天氣時電暈損耗要比好天氣時大得多。電暈放電的危害電暈放電還會產(chǎn)生可聞噪聲，并有可能超出環(huán)境保護所容許的標準。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產(chǎn)生高頻電磁波，從而對無線電和電視廣播產(chǎn)生干擾。第七十四頁75第七十五頁，共85頁。降低電暈的方法：從根本上設法限制和降低導線的表面電場強度在選擇導線的結(jié)構(gòu)和尺寸時，應使好天氣時電暈損耗接近于零，對無線電和電視的干擾應限制到容許水平以下。對于超高壓和特高壓線路的分裂線來說，找到最佳的分裂距，使導線表面最大電場強度值最小。對330kV及以上的線路應采用分裂導線，例如對330，500和750kV的線路可分別采用二分裂、