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高电压之电介质的电气强度第1页，课件共98页，创作于2023年2月

气体介质

液体介质

固体介质电介质在电气设备中是作为绝缘材料使用，按其物质形态可分为：第一篇电介质的电气强度第2页，课件共98页，创作于2023年2月通常由气体介质（空气）和固体介质（绝缘子）联合组成。电气设备中外绝缘内绝缘通常由固体介质和液体介质联合组成。第一篇电介质的电气强度第3页，课件共98页，创作于2023年2月在电场的作用下，电介质中出现的电气现象可分为两大类：

在弱电场下——电场强度比击穿场强小得多

极化、电导、介质损耗等

在强电场下——电场强度等于或大于放电起始场强或击穿场强

放电、闪络、击穿等第一篇电介质的电气强度第4页，课件共98页，创作于2023年2月研究气体放电的主要目的：（1）了解气体在高电压（强电。┑淖饔孟轮鸩接傻缃橹恃荼涑傻继宓奈锢砉蹋唬2）掌握气体介质的电气强度及其提高的方法。第一章气体的绝缘特性与介质的电气强度第5页，课件共98页，创作于2023年2月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巴申定律及其适用范围1.1.5不均匀电场中的气体放电1.1气体放电的基本物理过程第6页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生自由行程长度粒子在1cm的行程中碰撞次数Z的倒数λ即为该粒子的平均自由行程长度。（两次碰撞间粒子经过的距离）1.1.1第7页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

粒子的自由行程长度等于或大于某一距离x的概率为：P(x)=λ：粒子平均自由行程长度令x=λ，可见粒子实际自由行程长度等于或大于平均自由行程长度λ的概率为36.8%第8页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

由气体动力学可知，电子的平均自由行程长度：r：气体分子的半径；N：气体分子的密度。第9页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

由于P：气压，Pa；T：气温，K；K：波尔茨曼常数，k=1.38*10-23。，代入上式即得在大气压和常温下，电子在空气中的平均自由行程长度的数量级为10-5cm。第10页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1带电粒子在电场力驱动下，其速度υ与场强E之比，称为迁移率：

k=υ/E它表示该粒子在单位场强下沿电场方向的漂移速度。带电粒子的迁移率第11页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1电子与离子的迁移率相比较：

电子的平均自由行程长度比离子大得多

电子的质量比离子小得多因此，电子更易加速，其迁移率远大于离子。第12页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

热运动中，粒子从浓度较大的区域运动到浓度较小的区域，从而使分布均匀化，这种过程称为扩散。扩散

电子的热运动速度大、自由行程长度大，所以其扩散速度也要比离子快得多。气压越低温度越高｝扩散进行得越快第13页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

产生带电粒子的物理过程称为电离，它是气体放电的首要前提。

激励当原子获得外部能量，一个或若干个电子有可能转移到离核较远的轨道上去，该现象称为激励。电离能使基态原子中结合最松弛的那个电子电离出来所需的最小能量称为电离能Wi，单位是eV。第14页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

正离子产生：电子脱离原子核的束缚而形成自由电子和正离子；

负离子产生：电子与分子（原子）碰撞时，附着在分子上而形成。第15页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1带电粒子产生的几种形式：光电离热电离碰撞电离分级电离电极表面的电离负离子的形成第16页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1光电离光辐射引起的气体分子的电离过程称为光电离。频率为f的光子能量为：

W=hf

（1-1）式中：h为普朗克常量，h=6.63×10-34J·s第17页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1光辐射要引起气体电离必须满足以下条件：

hf≥Wi

或λ≤hc/Wi

（1-2）

λ：光的波长，m；

c：光速，3×108m/s；

Wi：气体的电离能，eV。光子来源外界高能辐射线气体放电本身｝第18页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1热电离

常温下，气体分子发生热电离的概率极小。

气体中发生电离的分子数与总分子数的比值m称为该气体的电离度。第19页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

当T>1000K时，才需要考虑热电离；

当T>2000K时，几乎全部空气分子都处于热电离状态。第20页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1碰撞电离

电子在电场作用下与气体分子碰撞时，把自己的动能转给后者而引起碰撞电离。

电子在场强为E的电场中移过x的距离时所获得的动能为：m：电子的质量；e：电子的电荷量。第21页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

如果W等于或大于气体分子的电离能Wi，该电子就有足够的能量去完成碰撞电离。电子引起碰撞电离的条件应为：

e

Ex≥Wi

（1-4）

电子为造成碰撞电离而必须飞越的最小距离：Ui为气体的电离电位，在数值上与以eV为单位的Wi相等。第22页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

x的大小取决于场强E，增大气体中的场强将使x值减。杉岣咄饧拥缪菇古鲎驳缋氲母怕屎颓慷仍龃。

碰撞电离是气体中产生带电粒子的最重要的方式；

主要的碰撞电离均由电子完成；

离子碰撞中性分子并使之电离的概率要比电子小得多。因此在分析气体放电发展过程时，往往只考虑电子所引起的碰撞电离。第23页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1

原子或分子在激励态再获得能量而发生电离称为分级电离。因为激励态是不稳定的，通常分级电离的概率很小。分级电离第24页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1电子从金属表面逸出需要一定的能量，称为逸出功。金属的逸出功要比气体分子的电离能小得多，这表明金属表面电离比气体空间电离更易发生。电极表面的电离

正离子撞击阴极表面；

光电子发射；

热电子发射；

强场发射（冷发射）。第25页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的产生1.1.1当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，而且也可能会发生电子与中性分子相结合而形成负离子的情况，这过程称为附着。

负离子的形成并没有使气体中的带电粒子数改变，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。负离子的形成第26页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的消失1.1.2气体中带电粒子的消失可有下述几种情况：

带电粒子在电场的驱动下作定向运动，在到达电极时，消失于

电极上而形成外电路中的电流；

带电粒子因扩散现象而逸出气体放电空间；

带电粒子的复合。第27页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的消失1.1.2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，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，产生两个中性分子。

第28页，课件共98页，创作于2023年2月带电质点的消失1.1.2带电粒子间相对速度越大，相互作用时间越短，复合可能性就越小。因此，正、负离子间的复合要比电子、正离子复合容易得多。上述两种复合都会以光子的形式放出多余能量，这种光辐射可能导致其它气体分子电离。第29页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3电子崩

电子崩的形成过程

碰撞电离和电子崩引起的电流

碰撞电离系数第30页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3气体的放电与发展与气体种类、气压大小、气隙中的电场型式、电源容量等因素有关。

无论何种气体放电都一定有一个电子碰撞电离导致电子崩的阶段，它在所加电压达到某一数值时开始出现。电子崩的形成过程第31页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3各种高能辐射线（外界电离因子）引起：

阴极表面光电离

气体中的空间光电离因此，空气中存在一定浓度的带电粒子。第32页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3在气隙两端电极施加电压时，即可检测到微小的电流。

图中为实验所得的平板电极间气体中的电流I与所加电压U的关系曲线。第33页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

在曲线的0a段，I随U的提高而增大，这是由于电极空间的带电粒子向电极运动的速度加快而导致复合数的减少所致。第34页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3当电压接近Ua时，电流趋于饱和值I0，因为这时由外界电离因子所产生的带电粒子几乎能全部抵达电极，因此电流值仅取决于电离因子的强弱而与所加电压的大小无关。可见此时气体仍处于绝缘状态。第35页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3当电压接近Ub时，电流又开始随电压的升高而增大，这是由于气隙中开始出现碰撞电离和电子崩。第36页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3外界电离因子在阴极附近产生一个初始电子，该电子在向阳极运动时就会引起碰撞电离，产生出一个新电子，初始电子与新电子继续向阳极运动引起新的碰撞电离，依次类推，电子数将按几何级数增多，这种急剧增大的空间电子流被称为电子崩。第37页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3碰撞电离和电子崩引起的电流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α。α：表示一个电子沿电场方向运动1cm的行程中所完成的碰撞电离次数平均值。第38页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3图1-5为平板电极气隙，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。第39页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3由于碰撞电离和电子崩的结果，在它们达到x处时，电子数已增加为n，这n个电子在dx的距离中又会产生出dn个新电子。第40页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

根据碰撞电离系数α的定义，可得：

dn=αndx第41页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3对于均匀电场来说，气隙中各点的电场强度相同，α值不随x而变化，所以上式可写成：抵达阳极的电子数应为：式中d为极间距离。第42页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

途中新增加的电子数或正离子数应为：将式等号两侧乘以电子的电荷e，即成电流关系式：式中I0=n0e第43页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

上式表明：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I0=0），I即变为零。因此，电子崩过程时放电不能自持。第44页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3设电子的平均自由行程长度为λ，则在它运动过1cm的距离内将与气体分子发生1/λ次碰撞，不过并非每次碰撞都会引起电离。探讨碰撞电离系数只有电子积累的动能大于分子电离能Wi时，才能产生电离，此时分子至少运动的距离为：第45页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

实际自由行程长度等于或大于xi的概率为，所以它也就是碰撞时能引起电离的概率。

根据碰撞电离系数α的定义，即可写出：第46页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

电子的平均自由行程长度λ与气温T成正比、与气压p成反比，即当气温T不变时，碰撞电离系数α即可改写为：式中A、B是两个与气体种类有关的常数。第47页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3可以看出：①电场强度E增大时，α急剧增大；②p很大或很小时，α值都比较小。高气压时，单位长度上碰撞次数很多，但能引起电离的概率很。坏推够蛘婵帐，电子虽然容易积累能量，但碰撞次数太少。可见，高气压高真空都不易发生放电，即具有较高的电气强度。第48页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3汤逊理论

自持放电的形成

自持放电的条件

自持放电的物理含义第49页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3自持放电的形成当气隙上所加电压大于

Uc时，电流I随电压U的增大不再遵循I=I0eαd的规律，而是更快一些，可见这时又出现了促进放电的新因素，这就是受到正离子的影响。第50页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3汤逊理论认为：在电场的作用下，正离子向阴极运动，由于它的平均自由行程长度较短，不易积累动能，所以很难使气体分子发生碰撞电离。

但当它们撞击阴极时却有可能引起表面电离而拉出电子，部分电子和正离子复合，其余部分则向着阳极运动和引起新的电子崩。第51页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3如果电压（电场强度）足够大，初始电子崩中的正离子撞击阴极，使阴极释放出新电子数等于或大于n0，那么即使除去外界电离因子的作用，放电也不会停止，即放电仅仅依靠已经产生出来的电子和正离子就能维持下去，这就变成自持放电了。第52页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

设阴极表面在单位时间内发射出来的电子数为nc，在到达阳极时将增加为：na=nceαdnc包括两部分电子：一部分是外界电离因子所造成的n0；另一部分是前一秒钟产生出来的正离子在阴极上造成的二次电子发射。自持放电的条件第53页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

当放电达到某种平衡状态时，每秒钟从阴极上逸出的电子数均为nc，则二次电子数应等于γnc（eαd-1），因此nc=n0+γnc（eαd-1）γ表示一个正离子撞击阴极表面时产生出来的二次自由电子数；α碰撞电离系数。第54页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

将上两式整理后，在等式两边乘以电子电荷e，可得：如果1-γ(eαd-1)=0，那么即使除去外界电离因子(I0=0)，I亦不等于零，即放电能维持下去。

可见自持放电条件应为：

γ(eαd-1)=1第55页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

一个电子从阴极到阳极途中因电子崩而造成的正离子数为：eαd-1这批正离子在阴极上造成的二次自由电子数为：

γ(eαd-1)如果它等于1，就意味着那个初始电子有了一个后继电子，从而使放电得以自持。自持放电的物理含义第56页，课件共98页，创作于2023年2月电子崩与汤逊理论1.1.3

当自持放电条件得到满足时，就会形成图中闭环部分所示的循环不息的状态。第57页，课件共98页，创作于2023年2月放电由非自持转为自持时的电场强度称为起始场强，相应的电压称为起始电压。均匀电。浩鹗嫉缪雇褪瞧兜幕鞔┑缪梗徊痪鹊绯。旱缋虢鼋鲈谄兜绯∏慷鹊扔诨虼笥谄鹗汲∏康那，放电能自持，但整个气隙仍未击穿。可见，起始电压低于击穿电压，电场越不均匀，二者的差值就越大。如电晕放电、火花放电、辉光放电。第58页，课件共98页，创作于2023年2月巴申定律及其适用范围1.1.4

巴申定律

巴申曲线第59页，课件共98页，创作于2023年2月巴申定律及其适用范围1.1.4利用汤逊理论的自持放电条件γ(eαd-1)=1以及碰撞电离系数α与气压P、电场强度E的关系式（当气温T不变时），并考虑均匀电场中自持放电起始场强E0=U0/d（式中U0为起始电压），可得以下关系：

巴申定律第60页，课件共98页，创作于2023年2月巴申定律及其适用范围1.1.4

由于均匀电场气隙的击穿电压Ub等于它的自持放电起始电压U0，上式表明：均匀电场气隙的击穿电压满足下式：Ub=f(pd)上式所示规律在汤逊理论提出之前就已由物理学家巴申从实验中得出，所以通常称为巴申定律。第61页，课件共98页，创作于2023年2月巴申定律及其适用范围1.1.4

巴申曲线表明，改变极间距离d的同时，也相应改变气压p而使pd的乘积不变，则极间距离不等的气隙击穿电压却彼此相等。巴申曲线第62页，课件共98页，创作于2023年2月巴申定律及其适用范围1.1.4由巴申曲线可知，当极间距离不变时，提高气压或降低气压至真空，都可以提高气隙的击穿电压，这一概念具有十分重要的实用意义。第63页，课件共98页，创作于2023年2月巴申定律及其适用范围1.1.4

应该指出，上述巴申定律是在气温T保持不变的条件下得出的。在气温T并非恒定的情况下，应改为：Ub=F(δd)其中

式中δ为气体的相对密度，即实际气体密度与标准大气条件下的密度之比。第64页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论

流注的形成过程

流注的条件第65页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论

流注的形成过程前面介绍的汤逊放电理论适用于低气压、短气隙的情况，而高气压（101.3kPa或更高）、长气隙的情况[pd》26.66kPa.cm]汤逊理论就不适用了，如雷电放电就不存在金属阴极，因而与阴极上的γ过程和二次电子发射根本无关。第66页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论气体放电的流注理论也是以实验为基。悸橇烁咂、长气隙情况下不容忽视的若干因素对气体放电过程的影响，其中主要有以下两方面：（1）空间电荷对原有电场的影响；（2）空间光电离的作用。第67页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论（1）空间电荷对原有电场的影响

电子崩头部集中着大部分正离子和几乎全部电子，造成了电场畸变；

电子崩前方和尾部处的电场都增强，而在这两个强场区之间区域场强很。Ｗ优ǘ茸畲，有利于复合；

强烈的复合辐射出许多光子，成为引发新空间光电离的辐射源。第68页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论（2）空间光电离的作用汤逊理论没有考虑放电本身所引发的空间光电离现象，而这一因素在高气压、长气隙的击穿过程中起着重要的作用。考虑初始电子崩头部成为辐射源，就会向气隙空间各处发射光子而引发光电离。第69页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论如果这时产生的光电子位于崩头前方和崩尾附近的强场区内，那么它们所造成的二次电子崩将以更大得多的电离强度向阳极发展或汇入崩尾的正离子群中。第70页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论这些电离强度和发展速度远大于初始电子崩的新放电区（二次电子崩）以及它们不断汇入初始通道的过程被称为流注。第71页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论流注的特点是电离强度很大和传播速度很快（超过初崩发展速度10倍以上），出现流注后，放电便获得独立继续发展的能力，而不再依赖外界电离因子的作用，可见这时出现流注的条件也就是自持放电条件。

流注时初崩头部的空间电荷数量必须达到某一临界值。对均匀电场来说，其自持放电条件应为：eαd=常数流注的条件第72页，课件共98页，创作于2023年2月气体放电的流注理论

实验研究所得出的常数值为：

eαd≈108可见初崩头部的电子数要达到108时，放电才能转为自持（出现流注）。第73页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

稍不均匀电场和极不均匀电场的放电特征

电晕放电

极不均匀电场中的放电过程长间隙击穿过程第74页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5稍不均匀电场和极不均匀电场的放电特征均匀电场是一种少有的特例，在实际电力设施中常见的却是不均匀电场。按电场的不均匀程度，又可分为稍不均匀电场和极不均匀电场。第75页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

为了表示各种结构的电场不均匀程度，可引入一个电场不均匀系数f，它等于最大电场强度Emax和平均电场强度Eαv的比值：其中Eαv=U/d；U为电极间的电压；d为极间距离。

可用f值将电场大致划分：f=1为均匀电。籪<2时为稍不均匀电。籪>4以上时，就属于极不均匀电场。第76页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

由于电场强度沿气隙的分布极不均匀，因而当所加电压达到某一临界值时，曲率半径较小的电极附近空间的电场强度首先达到起始场强E0，因而在这个局部区域先出现碰撞电离和电子崩，甚至出现流注，这种仅仅发生在强场区（小曲率半径电极附近空间）的局部放电称为电晕放电。电晕放电第77页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

电晕放电是极不均匀电场所特有的一种自持放电形式。根据其特点，可分为两种形式：

电子崩形式流注形式第78页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

电晕放电的起始电压一般用经验公式来推算，流传最广的是皮克公式，电晕起始场强近似为：式中m：导线表面粗糙系数，光滑导线的m≈1，绞线的m≈0.8~0.9；δ：空气相对密度；r：导线半径，cm。第79页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

在雨、雪、雾等坏天气时，导线表面会出现许多水滴，它们在强电场和重力的作用下，将克服本身的表面张力而被拉成锥形，从而使导线表面的电场发生变化，结果在较低的电压和表面电场强度下就会出现电晕放电。第80页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5电晕放电的：：

电晕放电所引起的光、声、热等效应及使空气发生化学反应，都会消耗一些能量。电晕损耗（CL）是超高压和特高压架空线路设计时必须考虑的因素，坏天气时的电晕功率损耗要比好天气时大得多。第81页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

在电晕放电过程中，由于电子崩和流注不断消失和重新出现所造成的放电脉冲会产生高频电磁波，从而产生无线电干扰和电视干扰。

电晕放电还会产生可闻噪声，并有可能超出环境保护所容许的标准。第82页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5降低电晕的方法：最根本的途径是设法限制和降低导线的表面电场强度

选择导线的结构和尺寸时，应使好天气时的电晕损耗相当。晕尴叩绾偷缡拥母扇乓嘤ο拗圃谌菪硭揭韵。

对超高压和特高压线路的分裂线来说，找到最佳的分裂距离，使导线表面最大电场强度值最小。第83页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5电晕有利之处：

在输电线上传播的雷电电压波因电晕放电而衰减其幅值和降低其波前陡度；

操作过电压的幅值也会受到电晕的抑制；

电晕放电还在静电除尘器、静电喷涂装置、臭氧发生器等工业设施中获得广泛的应用。第84页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5极性效应：在极不均匀电场中，虽然放电一定从曲率半径较小的那个电极表面开始，而与该电极的极性（电位的正负）无关，但后来的放电发展过程、气隙的电气强度、击穿电压等都与该电极的极性有很密切的关系。极不均匀电场中的放电存在明显的极性效应。极不均匀电场中的放电过程第85页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5决定极性要看表面电场较强的那个电极所具有的电位符号：

在两个电极几何形状不同的场合，极性取决于曲率半径较小的那个电极的电位符号；

在两个电极几何形状相同的场合，则极性取决于不接地的那个电极上的电位。第86页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5以电场最不均匀的“棒——板”气隙为例，从流注理论的概念出发，说明放电的：

发展过程

极性效应第87页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5正极性棒极带正电位时，电子崩头部的电子达到棒极后即将被中和，棒极附近强场区内的电晕放电将在棒极附近空间留下许多正离子。如图所示第88页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5这些正离子虽朝板极移动，但速度很慢而暂留在棒极附近。第89页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5这些正空间电荷削弱了棒极附近的电场强度，而加强了正离子群外部空间的电。缤迹╟）所示。因此，当电压进一步提高，随着电晕放电区的扩展，强场区亦将逐渐向板极方向推进，因而放电的发展是顺利的，直至气隙被击穿。第90页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5负极性棒极带负电位时，电子崩将由棒极表面出发向外发展，崩头的电子在离开强场区后，虽不能再引起新的碰撞电离，但仍继续往板极运动。第91页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

留在棒极附近的也是大批正离子，如图（b）所示，这时它们将加强棒极表面附近的电场而削弱外围空间的电。缤迹╟）所示。第92页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

所以，当电压进一步提高时，电晕区不易向外扩展，整个气隙的击穿将是不顺利的，因而这时气隙的击穿电压要比正极性时高得多，完成击穿过程所需的时间也要比正极性时长得多。第93页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5

在负极性下，通道的发展要困难得多；输电线路和电气设备外绝缘的空气间隙大都属于极不均匀电场的情况，所以在工频高电压的作用下，击穿均发生在外加电压为正极性的那半周内；

在进行外绝缘的冲击高压试验时，也往往施加正极性冲击电压，因为这时的电气强度较低。第94页，课件共98页，创作于2023年2月不均匀电场中的气体放电1.1.5长间隙击穿过程当气隙较长时流注往往不能一次就贯穿整个气隙，而出现逐级推进的先导放电现象。击穿过程：电晕放电——先导放电——主放电，最后完成整个气隙的击穿。第95页，课件共98页，创作于2023年2月小结

带电粒子在空气中运动的表征自由行程长度带电离子的迁移率扩散

带电粒子产生的物理过程光电离热电离碰撞电离分级电离电极表面的电离第96页，课件共98页，创作于2023年2月负离子的形成

带电离子消失的物理过程电子崩产生机理所有气体放电都有一个电子碰撞电离导致电子崩的阶段；电子崩将产生急剧增大的空间电子流；在高气压和高真空的条件下，气隙都不易发生放电现象。汤逊理论当除去外界电离因子的作用，放电不会停止，此时即为自持放电；自持放电是由初始电子崩中的正离子撞击阴极表面产生多余电子形成的；自持放电条件为：γ(eαd-1)=1

。小结第97页，课件共98页，创作于2023年2月巴申定律及其适应范围同温时均匀电场下气体起始放电电压是pd乘积的函数；提高气压或降低气压至真空，都可以提高气隙的击穿电压。流注理论考虑了以下因素：空间电荷对原有电场的影响；空间光电离的作用。流注理论适用于高气压、长气隙下的放电不均匀电场中的气体放电用不均匀系数来描述电场的不均匀程度电晕放电是发生在小曲率半径电极附近的放电电场极不均匀的“棒-板”气隙，负极性击穿电压高于正极性击穿电压小结第98页，课件共98页，创作于2023年2月