第3章 場的計(jì)算和強(qiáng)電場中的擊穿效應(yīng)[1,5,8]

3.1 靜電場、恒定電場與磁場的邊值問題

50 場的邊值問題

均勻媒質(zhì)內(nèi)的靜電場、恒定電場與磁場的分析都可歸結(jié)為求解相應(yīng)的電位函數(shù)φ，磁位函數(shù)φ_m和磁矢位函數(shù)A的拉普拉斯方程或泊松方程。將求滿足給定邊界條件的位函數(shù)的拉普拉斯方程或泊松方程的解的問題稱為場的邊值問題，它有唯一的解答。

51 泊松方程與拉普拉斯方程

電位函數(shù)φ滿足泊松方程：

在電荷體密度ρ=0的區(qū)域，φ滿足拉普拉斯方程：

Δ 2φ=0

磁位函數(shù)φ_m滿足拉普拉斯方程：

Δ 2φ_m=0

磁矢位函數(shù)A滿足泊松方程：

Δ 2A=-μJ

在電流密度J=0的區(qū)域，A滿足拉普拉斯方程：

Δ 2A=0

52 位函數(shù)的定解條件

（1）場域邊界上的邊界條件，分別稱為第一、二、三類邊界條件：1）給定邊界上的位函數(shù)值φ=f（s）；2）給定位函數(shù)在邊界上的法向?qū)?shù)值；3）前兩者的線性組合f₂（s）。

（2）兩種不同媒質(zhì)的分界面上的銜接條件

1）電位函數(shù)φ的銜接條件

2）磁位函數(shù)φ_m的銜接條件

3）磁矢位函數(shù)A的銜接條件

53 邊值問題的求解方法

（1）直接積分的方法 當(dāng)場源與場域的形狀比較簡單，位函數(shù)僅是一個(gè)坐標(biāo)的函數(shù)，所求解的泊松方程和拉普拉斯方程為二階的常微分方程，可采用直接積分的方法求解。

（2）分離變量法 當(dāng)位函數(shù)是兩個(gè)或三個(gè)坐標(biāo)的函數(shù)，但場域的邊界與所選擇的坐標(biāo)系中坐標(biāo)面相吻合時(shí)，常采用分離變量法：先將待求的位函數(shù)如φ（x，y，z）分離成兩個(gè)或三個(gè)各自僅含一個(gè)坐標(biāo)的函數(shù)的乘積，組成φ（x，y，z）=X（x）Y（y）Z（z），把它代入場方程，借助“分離常數(shù)”可得每一變量的常微分方程，并分別求得其通解，然后組合成偏微分方程的通解，再由邊界條件決定分離常數(shù)與積分常數(shù)，得到位函數(shù)的解。

（3）復(fù)位函數(shù)法 能用來處理場域邊界的幾何形狀比較復(fù)雜的問題，如橢圓，多角形截面的電極、偏芯電纜、電機(jī)氣隙及波導(dǎo)等電磁場問題。它是利用復(fù)變函數(shù)中解析函數(shù)的實(shí)部與虛部在復(fù)平面Z的某一區(qū)域D內(nèi)都滿足拉普拉斯方程的特性，當(dāng)所求解的二維拉普拉斯場域邊界與某一解析函數(shù)的圖形一致時(shí)，則此解析函數(shù)的實(shí)部或虛部就是所求位函數(shù)的解。

（4）保角變換法 是利用解析函數(shù)W=f（Z）的保角變換特性，將Z平面上的邊界形狀較復(fù)雜的場域D，以對(duì)應(yīng)的幾何方式變換到邊界形狀較為簡單的W平面，求解后再反變換到Z平面，獲得原問題的解。

（5）鏡像法 是邊值問題中的一種間接求解法，其理論依據(jù)是場的唯一性定理。鏡像法的基本原理是在求解的場域之外用虛設(shè)的鏡像電荷或鏡像電流等效替代邊界上復(fù)雜分布的感應(yīng)電荷、極化電荷或磁化電流等，只要求解區(qū)在等效前后滿足同一邊值問題，則其解答是唯一的。應(yīng)用鏡像法的關(guān)鍵是找到鏡像電荷或電流的位置與大小。注意點(diǎn)是解答適用的區(qū)域。

54 靜電場與恒定電場和磁場的類比法

在邊值問題的分析計(jì)算中，根據(jù)位場解答的唯一性定理可以采用類比法，即不論位函數(shù)的物理意義是否相同，只要它們具有相似的場方程和相似的邊值條件，則它們的解答在形式上必完全相似。因而在理論計(jì)算和實(shí)驗(yàn)研究時(shí)可以把某一位場的分析計(jì)算及實(shí)驗(yàn)結(jié)果根據(jù)對(duì)應(yīng)關(guān)系推廣到相同邊值問題的其他位場中去。對(duì)于由拉普拉斯方程所描述的靜電場、恒定電場和磁場，其基本關(guān)系式和物理量之間的類比關(guān)系見表2.3-1和表2.3-2。

3.2 靜電場的數(shù)值計(jì)算與調(diào)整

55 電氣工程中的靜電場

相對(duì)于觀察者靜止且量值不隨時(shí)間變化的電荷所產(chǎn)生的電場稱為靜電場。在工程上絕大多數(shù)電氣設(shè)備上的電壓變化緩慢，設(shè)備尺寸遠(yuǎn)小于相應(yīng)電磁波的波長。因此，設(shè)備上任一瞬間的電場可以按靜電場來分析。

電氣工程中的電場分布常常是相當(dāng)復(fù)雜的。為了檢查電介質(zhì)中的最大電場強(qiáng)度是否超過臨界場強(qiáng)，也為了選擇電極形狀和絕緣結(jié)構(gòu)，工程上常需要算出電介質(zhì)中的最大電場強(qiáng)度。高壓靜電場的計(jì)算方法，可分為分析計(jì)算法和數(shù)值計(jì)算法兩大類。

56 靜電場的數(shù)值計(jì)算法

大體分為兩大類：1）以微分方程式的形式出現(xiàn)，以離散整個(gè)場域?yàn)樘卣鳎杏邢薏罘址ê陀邢拊ǎ?）以積分方程式的形式出現(xiàn)，以離散邊界為特征，有模擬電荷法、表面電荷法和邊界元法。另外，還有一種利用統(tǒng)計(jì)方法的蒙特卡洛法。

（1）有限差分法 將電場空間劃分成適當(dāng)?shù)木W(wǎng)格（常用等步距正交網(wǎng)格），空間節(jié)點(diǎn)上的電位為未知數(shù)。應(yīng)用差分原理，用各節(jié)點(diǎn)電位的差商來近似替代該點(diǎn)的偏導(dǎo)數(shù)，并利用電極上電位為已知的邊界條件，把求解電場的偏微分方程轉(zhuǎn)化為一組相應(yīng)的差分方程組。解方程，就得到空間各點(diǎn)的電位，由電位梯度可求得電場強(qiáng)度。

（2）有限元法 根據(jù)變分法中的歐拉理論，求解靜電場拉普拉斯方程的定解問題與求解靜電場能量為最小的極值問題等效。將電場空間劃分成有限個(gè)單元（二維場為小面積，三維場為小體積），假設(shè)單元內(nèi)的電位可用簡單關(guān)系式給出，從而可將靜電場的能量表示成有限個(gè)節(jié)點(diǎn)電位的函數(shù)。使電場能量W取得最小值的條件是W對(duì)各節(jié)點(diǎn)電位φ_i的導(dǎo)數(shù)為0，即，便可建立對(duì)電位的方程組。

與差分法相比，有限元法的程序編制及數(shù)據(jù)輸入要繁雜得多，但對(duì)電極形狀復(fù)雜和多種介質(zhì)的電場處理方便，在提高計(jì)算精度方面有較大的靈活性。

（3）模擬電荷法 根據(jù)疊加原理和靜電場的唯一性定理，將實(shí)際上連續(xù)分布在電極表面的電荷用置于電極內(nèi)部的有限個(gè)離散的假想電荷（模擬電荷）來替代，這些模擬電荷共同產(chǎn)生的電場與原電場相同。以模擬電荷的電荷量為未知數(shù)，在電極表面上適當(dāng)位置取與模擬電荷數(shù)目相等的輪廓點(diǎn)，模擬電荷群在這些輪廓點(diǎn)上產(chǎn)生的電位應(yīng)等于電極電位，列出方程組。解方程組，求得各個(gè)模擬電荷的電荷量。接著，根據(jù)所求得的模擬電荷，就可求出空間任一待求點(diǎn)的電位和電場。

模擬電荷法不需要通過電位的梯度求電場，因而能獲得較高的電場精度。但設(shè)置模擬電荷憑經(jīng)驗(yàn)，并且對(duì)于薄電極的情況不易處理。

（4）表面電荷法 表面電荷法的計(jì)算步驟與模擬電荷法類似。將電極表面劃分成適當(dāng)?shù)男K，并設(shè)各小塊內(nèi)的電荷密度為一定值。以電荷密度為未知數(shù)，在電極表面上取與電荷小塊數(shù)目相等的輪廓點(diǎn)，利用輪廓點(diǎn)的電位等于電極電位的關(guān)系，列出方程組，求出各小塊的電荷密度，從而計(jì)算場域內(nèi)任一待求點(diǎn)的電位和電場。

與模擬電荷法相比，表面電荷法程序復(fù)雜，計(jì)算時(shí)間長，但可以處理薄層電極和多層介質(zhì)的界面問題，可以與模擬電荷法混合使用。

（5）邊界元法 邊界元法是以邊界積分方程式和有限元離散手法為基礎(chǔ)的一種方法，分為直接法和間接法兩種。采用直接法計(jì)算時(shí)，對(duì)于無空間電荷區(qū)域，將某一閉合邊界劃分成N個(gè)單元，并假設(shè)各單元的電位φ和的分布。于是，邊界上的φ、q值就可用各節(jié)點(diǎn)i的值φ_i、q_i（作為未知變量）表示出來。以N個(gè)常數(shù)單元為例，可對(duì)N個(gè)節(jié)點(diǎn)建立N個(gè)方程。雖然變量φ_i、q_i共有2N個(gè)，但對(duì)于每個(gè)節(jié)點(diǎn)，φ_i和q_i中總有一個(gè)是以邊界條件給出的已知數(shù)，所以一共只有N個(gè)未知數(shù)，可以求出邊界上全部節(jié)點(diǎn)的φ_i、q_i。從而可用邊界積分算出區(qū)域內(nèi)任一點(diǎn)的電位。

與表面電荷法相比，邊界元法可取任意曲面為邊界，而前者只能取電極表面和介質(zhì)分界面為邊界。

（6）蒙特卡洛法 運(yùn)用概率理論來求解靜電場的一種方法?；诿枋鲑|(zhì)點(diǎn)作隨機(jī)游動(dòng)時(shí)增益期望的方程與泊松方程的差分格式有相同的數(shù)學(xué)描寫，并適合已知的邊界條件。根據(jù)解答的唯一性，用統(tǒng)計(jì)試驗(yàn)方法求出質(zhì)點(diǎn)作隨機(jī)游動(dòng)時(shí)增益的期望，即為所求靜電場電位的數(shù)值解。

蒙特卡洛法適用于只需計(jì)算個(gè)別點(diǎn)的電場的情況，對(duì)于需要計(jì)算整個(gè)電場分布的問題，則不如前面幾種方法。

57 電場的測量

從原理上區(qū)分，電場測量方法大體可分為兩大類：1）測定相近兩點(diǎn)的電位差從而求得電位梯度；2）檢測與電場有關(guān)的物理量，直接指示出電場值或電場分布。前類測量中常用靜電探針；后類測量又可分為電氣方法和光學(xué)方法兩種。

電氣方法中的檢測量有感應(yīng)電荷、電場力、離子電流等；基于介質(zhì)的電光效應(yīng)，光學(xué)方法利用光折射率隨電場線性變化（波克斯效應(yīng)）或隨電場二次方變化（克爾效應(yīng)）的介質(zhì)-偏振片系統(tǒng)，做得能使透光強(qiáng)度隨電場作線性或非線性變化的傳感器，測定介質(zhì)中的電場分布。

58 強(qiáng)電場的產(chǎn)生與調(diào)整

工程上，分析解決高壓電場問題的主要目的，是在特定的電壓和絕緣條件下，如何使最高電場強(qiáng)度不超過規(guī)定值。

（1）邊緣效應(yīng)與尖端效應(yīng) 導(dǎo)體表面的電場強(qiáng)度，與其表面電荷密度成正比。在電極的邊緣或尖端，因其曲率半徑最小，表面電荷密度最大，電場強(qiáng)度最高，容易發(fā)生局部放電。這種現(xiàn)象稱為邊緣效應(yīng)與尖端效應(yīng)。所以，不論電極處于高電位還是接地，必須改善電極形狀，避免曲率半徑過小或出現(xiàn)尖端。

（2）均勻電場與不均勻電場 電場強(qiáng)度的大小和方向在各處都相同的電場稱為均勻電場，如平板電容器極板中間部分的電場，其他情況統(tǒng)稱不均勻電場。按不均勻程度的差別，常分為稍不均勻電場和極不均勻電場。前者如球間隙不大于球半徑的球隙電場；后者如棒-板間隙的電場。棒對(duì)棒間隙的電場是對(duì)稱的不均勻場，但比棒-板間隙的電場要均勻些。間隙距離相同時(shí)，電場愈不均勻，擊穿電壓愈低。而電氣設(shè)備中的電場多為不均勻電場，為了提高絕緣結(jié)構(gòu)的電氣強(qiáng)度，必須設(shè)法減少其不均勻度。

3.3 氣體放電和電介質(zhì)擊穿現(xiàn)象

59 氣體中的火花放電

在大氣壓下，在強(qiáng)電場作用下使氣體擊穿。若電源的功率不太大，則產(chǎn)生火花放電，放電時(shí)伴有爆裂聲。由于氣體擊穿后，電流猛增，電源功率不夠，電壓下降，放電暫時(shí)熄滅，待電壓恢復(fù)后再行放電，因此，火花放電具有間歇性。

火花放電是最常見的一種放電。雷電也是一種火花放電。若其他條件不變，則火花放電的擊穿電壓取決于電極間距離。高電壓技術(shù)中常采用測量兩個(gè)球形電極間產(chǎn)生火花時(shí)的距離來測定高電壓。

火花放電過程是由電子崩發(fā)展到流注等幾個(gè)階段所組成的。

（1）電子崩 在外施電壓下，氣體中的帶電粒子沿電場方向加速，當(dāng)與氣體原子相碰撞時(shí)，可能使其電離而產(chǎn)生新的電子和正離子。電子的質(zhì)量小，比起正離子容易積累動(dòng)能，碰撞電離能力強(qiáng)。因此，碰撞電離可以看成主要是由電子引起的。新形成的電子和原有電子一起又沿電場加速，碰撞電離產(chǎn)生更多的電子和正離子。在高場強(qiáng)下，帶電粒子如高山雪崩那樣急劇增多的現(xiàn)象稱為電子崩。

電子沿電場方向行經(jīng)單位距離時(shí)若發(fā)生α次碰撞電離，則當(dāng)沿電場行經(jīng)距離s時(shí)，電子總數(shù)將為eαs。

（2）從流注到火花放電 在大氣壓下，由于空氣密度大，電子崩產(chǎn)生后形成的空間電荷不易擴(kuò)散，使原電場發(fā)生畸變，崩內(nèi)電場削弱，電子和正離子的復(fù)合增強(qiáng)；而復(fù)合過程中發(fā)生的短波光引起周圍氣體產(chǎn)生光電離，此處新形成的電子又處于局部加強(qiáng)了的電場作用下，更易碰撞電離而出現(xiàn)許多新的電子崩（二次崩）。二次崩與初崩的匯合，組成了充滿正負(fù)帶電粒子的混合通道，此即流注。形成流注的條件是eαs≥108。流注通道的直徑雖僅零點(diǎn)幾毫米，但導(dǎo)電性能良好，其發(fā)展速度比電子運(yùn)動(dòng)速度（107cm/s）要大1～2個(gè)數(shù)量級(jí)，這即流注理論。

在均勻電場中，一旦出現(xiàn)流注，即形成貫穿整個(gè)間隙的火花放電。在不均勻電場中，流注先局限在場強(qiáng)較大的電極附近，當(dāng)電壓再高，才會(huì)有貫穿整個(gè)間隙的火花放電。

當(dāng)間隙距離相當(dāng)長時(shí)，間隙內(nèi)弱電場區(qū)較寬，流注通道伸展到一定距離后就停滯下來，在火花放電形成前先出現(xiàn)先導(dǎo)放電。間隙中如出現(xiàn)先導(dǎo)放電，則平均火花放電場強(qiáng)度顯著降低，使長間隙的平均放電電壓遠(yuǎn)低于短間隙的。

（3）放電遲延 氣體間隙形成火花放電，不僅需要足夠的場強(qiáng)，還需一定的電壓作用時(shí)間（放電遲延時(shí)間）：1）統(tǒng)計(jì)時(shí)延 指從電壓上升至放電電壓的瞬間起，到出現(xiàn)能產(chǎn)生碰撞電離的有效電子所經(jīng)的時(shí)間；2）放電形成時(shí)延 指有效電子出現(xiàn)到形成間隙火花放電的時(shí)間。均勻電場中，放電遲延較?。辉跇O不均勻電場中放電形成時(shí)間較長，且分散性也大。

因此，當(dāng)電極布置及距離一定時(shí)，均勻電場中的沖擊、工頻、直流電壓下的火花放電電壓相近、分散性也小，而不均勻場中的沖擊放電電壓比工頻、直流的高得多。

（4）極性效應(yīng) 在棒-板等不均勻電場中，氣隙放電表現(xiàn)出明顯的極性效應(yīng)。這是因?yàn)榘魳O附近的電場強(qiáng)度很高，而遠(yuǎn)離棒極的區(qū)域，電場強(qiáng)度要低得多，因此局部放電首先發(fā)生在棒極附近。電子崩產(chǎn)生后迅速形成空間電荷，由于正離子運(yùn)動(dòng)慢，正空間電荷出現(xiàn)在棒極附近。根據(jù)棒極性不同，空間電荷對(duì)放電的影響是不同的。

無論是直流或沖擊電壓下，當(dāng)棒極為正時(shí)，間隙的火花放電電壓較低。同樣，工頻電壓下的火花放電發(fā)生在當(dāng)棒極為正半周時(shí)，峰值接近于正極性時(shí)的直流放電電壓值。

（5）壓力效應(yīng) 空氣間隙的火花放電電壓與氣體壓力有關(guān)。當(dāng)氣壓下降后，電子在兩次碰撞間所經(jīng)的平均自由行程增大，從電場獲得的動(dòng)能增多；碰撞電離能力增強(qiáng)，火花放電電壓降低。因而在高海拔地區(qū)，每升高1km，放電電壓約降低10%。

在真空度高于10-2Pa時(shí)，放電電壓很高，且與真空度關(guān)系不大；但若真空度＜10-2Pa，則放電電壓急劇下降。這是因?yàn)楦哒婵臻g隙中，電子平均自由行程比間隙大得多，很難直接由氣體電離引起火花放電，但真空間隙在一定電壓下仍會(huì)發(fā)生放電現(xiàn)象，放電電壓受很多因素的影響，分散性很大。

高氣壓下，電子的平均自由行程短，碰撞電離困難，因而間隙的火花放電電壓高。在均勻或稍不均勻電場中，當(dāng)氣壓在1MPa以下時(shí)，壓縮空氣的放電電壓幾乎隨氣壓線性增大。

60 真空中氣體的輝光放電

在氣體壓強(qiáng)較低（約133Pa）的條件下，當(dāng)兩極間的電壓增加到一定數(shù)值時(shí)，氣體被擊穿，出現(xiàn)圖2.3-1的特性。圖中CF段稱為輝光放電。圖中DE段稱為正常輝光放電，這時(shí)隨著電流的增加，分子的碰撞電離也加劇，氣體的電導(dǎo)隨電流正比增加，從而使U=I/G約為常數(shù)。當(dāng)電流繼續(xù)增加時(shí)，電導(dǎo)不再增加，圖中EF段稱為異常輝光放電。當(dāng)電流到達(dá)F點(diǎn)時(shí)，電壓又突然下降，輝光放電過渡到弧光放電。

輝光放電時(shí)，氣體中有特殊的亮區(qū)和暗區(qū)。極間電壓集中在陰極附近極窄區(qū)域內(nèi)。而且電壓不隨電流變化，有穩(wěn)壓特性。輝光放電用于日光燈、霓虹燈等。其穩(wěn)壓特性可用做氖穩(wěn)壓管。近年來氣體輝光放電技術(shù)廣泛應(yīng)用于晶體及非晶體半導(dǎo)體薄膜技術(shù)以及各種化學(xué)真空淀積（CVD）技術(shù)中。

61 電暈放電

在極不均勻電場的空氣間隙中，隨外施電壓升高，曲率半徑較小的電極表面附近的場強(qiáng)將首先達(dá)到引起空氣電離的值，并在滿足形成流注的條件后，形成自激導(dǎo)電并發(fā)光，稱為電暈放電。電暈放電時(shí)，氣體的電離和發(fā)光只在帶電體表面周圍形成電暈層，在電暈層外不發(fā)生電離。當(dāng)電壓增大時(shí)，有可能過渡到火花放電。

導(dǎo)線表面附近發(fā)生電暈放電時(shí)，伴隨有較大的噪聲及無線電干擾。電暈和無線電干擾的電平，主要取決于導(dǎo)線表面場強(qiáng)的大小。對(duì)于非高海拔地區(qū)的輸電線路，一般以場強(qiáng)28kV/cm（峰值）為控制值。導(dǎo)線表面狀態(tài)對(duì)電暈放電也有很大影響，往往使用一段時(shí)間后，表面突出點(diǎn)會(huì)減少，干擾明顯下降。電暈放電往往是高壓輸電線線路損失的主要原因。

電暈放電也可以利用。例如避雷針是利用電暈放電，使導(dǎo)體上的電荷逐漸漏失。

62 氣體中的沿面放電

指固體（或液體）介質(zhì)與氣體同處于電場中時(shí)，常發(fā)生的沿介質(zhì)分界面的氣體放電。當(dāng)沿面放電到達(dá)另一電極時(shí)為閃絡(luò)。因受固體介質(zhì)表面狀態(tài)、形狀等因素的影響，閃絡(luò)電壓總是低于（最多等于）相同電極結(jié)構(gòu)、相同距離的純氣體間隙的火花放電電壓。圖2.3-2所示的絕緣結(jié)構(gòu)是各式絕緣結(jié)構(gòu)中閃絡(luò)電壓最低的。

沿面放電與固體介質(zhì)表面的電場分布有很大關(guān)系。

（1）均勻電場 電力線與分界面平行，見圖2.3-2a。由于固體介質(zhì)表面電阻的不均勻，使閃絡(luò)電壓降低。

（2）不均勻電場 1）電力線與分界面平行，見圖2.3-2b、c，放電過程包括電暈、刷形放電、閃絡(luò)幾個(gè)階段，閃絡(luò)電壓接近于相同電極布置的空氣間隙的火花放電電壓；2）電力線與分界面垂直，見圖2.3-2d，其特點(diǎn)是具有很大的垂直于介質(zhì)表面的電場法線分量，例如套管式電纜終端的近法蘭處、電機(jī)線棒出槽處、平板電容器極板邊緣處等，這種結(jié)構(gòu)的閃絡(luò)電壓比電力線與界面平行時(shí)低得多，放電階段明顯，往往經(jīng)電暈、刷形放電而形成滑閃放電最終導(dǎo)致閃絡(luò)?；W放電對(duì)有機(jī)絕緣的損傷特別明顯，必須采用防止的措施。

防止表面滑閃放電的方法有：1）減小絕緣結(jié)構(gòu)的表面比電容值，如加大具有空腔的套管在法蘭處的直徑，在電纜終端處增繞絕緣使直徑加大等；2）電力線不斜入介質(zhì)，如法蘭緊靠裙邊，使此處電力線只經(jīng)過單一介質(zhì)（瓷體），而不經(jīng)過空氣后再斜入固體介質(zhì)；3）在場強(qiáng)最集中處涂半導(dǎo)體漆，如高壓電機(jī)絕緣線棒出槽口處，涂后可改善電場的分布；4）在電極附近加均壓環(huán)，如電容式套管中的均壓極板，可改善沿面電壓分布。

63 弧光放電

通常產(chǎn)生弧光放電的方法是使兩極接觸后隨即分開，由于短路產(chǎn)生的焦耳熱，使陰極表面溫度升得很高，產(chǎn)生熱電子發(fā)射；此外，正離子撞擊陰極產(chǎn)生二次電子發(fā)射；陰極表面附近極窄區(qū)域內(nèi)形成的強(qiáng)電場產(chǎn)生場致發(fā)射。這些因素使得放電電流很大，產(chǎn)生幾千攝氏度甚至上萬攝氏度的高溫。伴隨弧光放電有強(qiáng)烈的光輝。

弧光放電用于閃光燈、光譜電源、冶煉、焊接及高熔點(diǎn)金屬切割等。但是，大電流電路開關(guān)斷開會(huì)產(chǎn)生弧光，必須采取滅弧措施。

64 液體電介質(zhì)的擊穿規(guī)律

（1）擊穿過程 工程用液體介質(zhì)總含有少量氣體和雜質(zhì)，使其擊穿場強(qiáng)遠(yuǎn)低于純凈的液體介質(zhì)。例如變壓器油（以下簡稱油）中若含氣泡，在外施交變電壓下，氣泡中分配到的場強(qiáng)比油中場強(qiáng)高，而氣泡的擊穿場強(qiáng)卻低得多，這導(dǎo)致氣泡先電離，溫度升高、體積膨脹，形成的帶電粒子又促使旁邊的油分解。這樣逐步擴(kuò)大了的氣泡容易在電極間排成“小橋”，導(dǎo)致?lián)舸?/p>

電力設(shè)備中的油又常含有纖維，尤其是那些含潮的纖維很容易在電極間排成雜質(zhì)小橋，使電場畸變、局部場強(qiáng)增高，促使油分解出氣體，最后在氣體通道中先擊穿。

（2）油中沿面放電 油中沿固體介質(zhì)表面的閃絡(luò)與氣體中沿面閃絡(luò)很相似。當(dāng)電力線與分界面平行時(shí)，油中沿面閃絡(luò)電壓隨極間距離而增大，在固體介質(zhì)吸潮后降低。試驗(yàn)指出，工頻下的閃絡(luò)電壓與純油間隙時(shí)的擊穿電壓相近；當(dāng)電力線與分界面斜交時(shí)，與氣體中相似，在很低交變電壓下就出現(xiàn)滑閃放電，閃絡(luò)電壓很低。

（3）油-屏障絕緣 工程用油不可避免地會(huì)含有雜質(zhì)。為減小雜質(zhì)的影響，提高油間隙的擊穿電壓，在油隙中常采用油-屏障絕緣，如覆蓋層、絕緣層、屏障等。在圖2.3-3b中，在不均勻電場中曲率半徑小的電極上，覆蓋零點(diǎn)幾毫米以下的電纜紙、塑料薄膜或涂以絕緣漆膜，叫覆蓋層，它能阻止雜質(zhì)“小橋”的形成。在圖2.3-3c中，當(dāng)紙和薄膜在曲率半徑小的電極上包到幾毫米以上時(shí)稱絕緣層，它不但起著覆蓋層的作用，并能承受部分電壓。在圖2.3-3d中，在油間隙中放置比電極形狀稍大、厚度為1～3mm的絕緣筒或板作為極間屏障，用以阻止雜質(zhì)“小橋”的形成。在斷路器和變壓器中廣泛采用油-屏障或覆蓋加屏障，見圖2.3-3e。當(dāng)油隙愈小，油的擊穿場強(qiáng)愈高，為此，高壓電力變壓器中采用多層屏障，見圖2.3-3f。

65 固體電介質(zhì)的擊穿規(guī)律

擊穿形式主要有電擊穿、熱擊穿及電化學(xué)擊穿等。

（1）電擊穿 在強(qiáng)電場中固體介質(zhì)的導(dǎo)帶中可能因冷發(fā)射或熱發(fā)射而存在少量電子，這些電子一面在外電場作用下被加速獲得動(dòng)能，一面與晶格振動(dòng)相互作用而激發(fā)晶格振動(dòng)。當(dāng)電子從電場獲得的能量大于損失給晶格振動(dòng)的能量時(shí)，電子的動(dòng)能就不斷增大，在大到一定值后，電子與晶格振動(dòng)的相互作用將導(dǎo)致電離產(chǎn)生新電子，自由電子迅速增多、電流劇增，發(fā)生電擊穿。電擊穿在很短暫電壓下就可能發(fā)生，擊穿電壓高。

（2）熱擊穿 在交變電場中，固體介質(zhì)因介質(zhì)損耗等產(chǎn)生的熱量使其溫度升高；隨著溫度的上升，往往介質(zhì)損耗及發(fā)熱更大，如散熱跟不上，熱平衡將被破壞而溫度不斷增高，最終使最熱處的介質(zhì)局部熔化、燒焦而熱擊穿。與電擊穿相比，熱擊穿往往在較長時(shí)間電壓作用下發(fā)生，擊穿電壓較低，且與環(huán)境溫度、散熱條件等有關(guān)。

（3）電化學(xué)擊穿 是由局部放電引起的電、熱和化學(xué)等因素的長期綜合作用所致。例如高電壓復(fù)合介質(zhì)內(nèi)部不可避免地含有氣隙，氣體的局部放電不但發(fā)熱，且放電產(chǎn)生的帶電粒子在電場下加速運(yùn)動(dòng)撞擊介質(zhì)表面，而且又分解出臭氧等氧化劑，引起介質(zhì)劣化而導(dǎo)致?lián)舸?，?duì)紙、薄膜等有機(jī)材料的危害很大。電化學(xué)擊穿在更長期電壓作用下形成，擊穿電壓遠(yuǎn)低于電擊穿電壓。

（4）電樹枝化 電樹枝化是固體介質(zhì)在電場作用下的一種老化形式，在高電壓聚合物介質(zhì)中常見到這種氣化了的儼如樹枝狀的放電痕跡。電樹枝引發(fā)于介質(zhì)內(nèi)部電場最集中處的電子發(fā)射，當(dāng)吸收足夠的注入電子的能量后，聚合物產(chǎn)生間隙，其中發(fā)生局部放電而導(dǎo)致介質(zhì)分解氣體所形成的樹枝通道，樹枝化使擊穿電壓下降。

（5）電痕化 如電氣設(shè)備暴露在高濕度和污穢環(huán)境下，固體介質(zhì)表面能解離的污物在電場作用下由于漏電或局部放電而逐步在表面積累形成的導(dǎo)電通道。

（6）組合介質(zhì)擊穿 例如高壓絕緣結(jié)構(gòu)中常用的油紙組合介質(zhì)，因紙纖維在油中起屏障作用，而紙中空隙又被油所填充，使其絕緣強(qiáng)度、特別是短時(shí)絕緣強(qiáng)度很高，可達(dá)1MV/mm以上。若用高質(zhì)量塑料薄膜代替紙與油組合，可比油紙組合介質(zhì)的絕緣強(qiáng)度更高；此外，不同介質(zhì)的組合還可滿足不同的要求。